Кластерные степени свободы в тяжелых ядрах тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.16, доктор физико-математических наук Адамян, Гурген Григорьевич

• Адамян, Гурген Григорьевич
• доктор физико-математических наук
• 2013

Оглавление диссертации доктор физико-математических наук Адамян, Гурген Григорьевич

Оглавление

Введение

1 Описание реакций квазиделения в рамках кластерного подхода

1.1 Механизм реакций квазиделения и наблюдаемые характеристики продуктов квазиделения

1.2 Получение неизвестных изотопов сверхтяжелых ядер в реакциях асимметричного квазиделения

1.3 Продукты асимметричного квазиделения в реакциях холодного слияния

1.4 Получение нейтронно-обогащенных изотопов Zn и Се в реакциях квазиделения

1.5 Предсказание выходов новых нейтронно-обогащенных изотопов ядер с .£=64-

80 в реакции квазиделения 48Са+238и

2 Эмиссия тяжелых кластеров в ядерных реакциях при низких энергиях

2.1 Механизм эмиссии сложных фрагментов

2.2 Образование испарительных остатков в каналах эмиссии сложных фрагментов

3 Получение нейтронно-обогащенных ядер в реакциях многонуклонных передач

3.1 К нейтронной границе стабильности через реакции со стабильными пучками

при низких энергиях

3.2 Получение пейтронно-обогащенпых изотопов в реакциях с радиоактивными пучками при низких энергиях

3.3 Возможность получения нейтронно-обогащенных изотопов в реакциях многонуклонных передач при промежуточных энергиях

4 Альфа-распад и кластерная радиоактивность

5 Кластерная природа сильнодеформированных состояний ядер

5.1 Внезапная остановка распада ираст супердеформированных полос в массовой области А « 190

5.2 Заселение гипердеформированных состояний в реакциях с тяжелыми ионами и их возможная идентификация

6 Структура и моды распада сверхтяжелых ядер

6.1 Стабильность сверхтяжелых ядер, образованных в реакциях полного слияния на основе актинидных мишеней: доказательство существования магического протонного числа с Z > 120

6.2 Высокоспиновые изомерные состояния сверхтяжелых ядер: спектры, распады и заселение

6.3 Одноквазичастичные состояния в нечетных по Z тяжелых ядрах

7 Квантовые диссипативные кластерные системы

7.1 Обобщение формул Крамерса для открытых квантовых систем

7.2 Эффект транспортных коэффициентов на зависимость от времени приведенной матрицы плотности. Туннелирование с диссипацией в открытых квантовых системах

7.3 Процессы захвата и слияния тяжелых ядер

Заключение

Список литературы

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Кластерные степени свободы в тяжелых ядрах»

Введение

Реакции квазиделения

Недавние эксперименты существенно расширили наши знания о процессе квазиделения в реакциях холодного и горячего слияния, приводящих к образованию сверхтяжелых ядер [1,2]. Было обнаружено сильное влияние оболочечных эффектов на массовое, зарядовое и энергетическое распределения продуктов квазидсления. Характерным экспериментальным индикатором квазиделения является сильное перераспределение массы и заряда между взаимодействующими ядрами [1-7]. Экспериментальные характеристики данного процесса, такие как широкое массовое распределение и сильная угловая анизотропия продуктов реакции, несовместимы с характеристиками процесса деления составного ядра. Отсюда следует, что квазиделение происходит без стадии формирования составного ядра. Квазиделение концептуально устраняет разрыв [8] между реакциями глубоконеупругих передач, когда партнеры реакции входят в тесный контакт и обмениваются многими нуклонами при почти неизменных их средних массах и зарядах [9-14], и реакциями полного слияния, когда из двух сталкивающихся ядер формируется составное ядро.

В работах [15-28] показано, что процессы квазиделения и полного слияния могут быть рассмотрены в рамках единого подхода, описывающей эволюцию двойной ядерной системы (ДЯС) по релевантным коллективным координатам. Например, распад ДЯС в ходе эволюции по координатам массовой и зарядовой асимметрий дает адекватное описание зарядовой, массовой и кинетической энергии распределений продуктов квазиделения. Таким образом, процесс квазиделения в реакциях с тяжелыми ионами дает детальную информацию о динамике ДЯС.

Понятие ДЯС возникло в связи с исследованием реакций глубоконеупругих столкновений тяжелых ионов. ДЯС образуется во входном канале реакции на стадии захвата налетающего ядра ядром-мишенью после диссипации кинетической энергии столкновения. В ДЯС, образованных в реакциях, происходит постоянное перераспределение нуклонов, энергии возбуждения и углового момента между фрагментами. Этот процесс определяет формирование финальных выходов фрагментов и их энергетических и угловых распределений. В модели слияния [17,23,25,26], предложенной на основе концепции ДЯС,

разработанной В.В. Волковым, процессы полного слияния и квазиделения (распад ДЯС) рассматриваются как диффузионные процессы по коллективным координатам массовой (зарядовой) асимметрии г] = (Аг - А2)/{А1 + А2) (г]г = (¿^ - + ^2)), где А4

{2г) - массовое (зарядовое) число г-го кластера, и относительного расстояния И между центрами масс ядер соответственно [16,19,21,22,24,29-31]. Составное ядро образуется посредством диффузии нуклонов из легкого ядра в тяжелое ядро. Важное условие для протекания данного процесса - сохранение индивидуальности ядер ДЯС. Реалистичность основных предположений модели ДЯС была тщательно доказана на микроскопическом уровне в работе [32]. Основные составляющие модели ДЯС - внутренний барьер слияния по координате массовой асимметрии, который препятствует слиянию и барьер квазиделения по координате относительного расстояния, который препятствует распаду ДЯС. Из-за существования барьера квазиделения ДЯС живет достаточно долго и за это время происходит эволюция системы по координатам массовой и зарядовой асимметрий. В силу статистического характера эволюции в массивных ДЯС возникает конкуренция между каналами полного слияния и квазиделения. Эта конкуренция может сильно уменьшить сечение слияния с уменьшением асимметрии во входном канале, что прекрасно согласуется с экспериментальными данными [33-43]. Экспериментальные распределения продуктов квазиделения чувствительны к динамике эволюции ДЯС и поэтому их описание, наряду с описанием сечений испарительных остатков, важно для более глубокого понимания обоих процессов.

Несмотря на интенсивные исследования процесса квазиделения, до наших работ не существовало микроскопической модели для описания экспериментальных характеристик продуктов квазиделения. Процесс квазиделения был нами успешно рассмотрен с помощью модели ДЯС в рамках микроскопического транспортного подхода, решая двухмерное (по координатам г/ и т]г) мастер-уравнение для приведенной матрицы плотности с учетом процесса распада ДЯС [18,19,44]. Этот подход впервые позволил нам описывать зарядовые, массовые и энергетические распределения продуктов квазиделения, используя зарядовую и массовую асимметрии как коллективные степени свободы. Характеристики продуктов квазиделения вычислены и сравнены с доступными экспериментальными данными. В этой модели впервые удалось предсказать сечения образования трансактинидных и сверхтяжелых элементов в реакциях асимметричного квазиделения.

Получение неизвестных изотопов сверхтяжелых ядер в реакциях асимметричного квазиделения

Реакции горячего слияния с актинидными мишенями и холодного слияния с мишенями 208РЬ и 209В1 позволяют получать целый ряд сверхтяжелых ядер [33-43]. Однако число этих ядер ограничено числом доступных стабильных налетающих ядер и ядер-мишеней.

На плоскости (N,Z) существует целая область неизвестных ядер между нейтронно-дефицитными изотопами сверхтяжелых ядер, полученными в реакциях холодного слияния, и самыми тяжелыми изотопами, полученными в реакциях горячего слияния. Получение этих изотопов и определение их свойств важно также для восстановления энергий связи сверхтяжелых ядер с Z=112-118, которые были синтезированы в ЛЯР ОИЯИ в реакциях горячего слияния с пучками 48Са. Цепочки ораспада некоторых этих сверхтяжелых ядер заканчиваются как раз в области неизвестных изотопов, которые могут быть получены лишь в реакциях неполного слияния или асимметричного квазиделения, в которых зарядовое число одного из фрагментов больше атомного номера ядра-мишени. Формирование и распад ДЯС более асимметричного, чем ДЯС во входном канале, можно называть квазиделением в асимметричном выходном канале (КАВК) [19]. Следует отметить, что асимметричное и симметричное процессы квазиделения определяются одним и тем же механизмом - диффузионными процессами по соответствующим коллективным координатам массовой и зарядовой асимметрий и относительного расстояния.

Выбор актинидов в качестве мишеней и нейтронно-избыточного ядра-снаряда 48 Са является естественным для достижения области сверхтяжелых ядер. Бомбардировка актинидных мишеней ядрами, отличными от 48Са, в большинстве из случаев приводит к получению изотопов, которые могут быть получены с большими сечениями в различных реакциях полного слияния. Возможность получения тяжелых актинидов и трансактинидов в реакциях передач исследовалась в [45-49], где актинидные мишени бомбардировались ионами 16,180, 20,22Ne и 40'44'48Са. В этих реакциях рассматривались выходы ядер вблизи входного канала. Изотопы с Z > 102 не наблюдались из-за малых сечений или короткого времени жизни получаемых изотопов, делающего невозможным их идентификацию на основе использованного радиохимического метода. В диссертации изучена возможность получения ядер с 101 < Z < 108 в реакциях асимметричного квазиделения 48Ca+238U, 243Am, 244;246,248Cm. Нашей задачей является рассмотрение выходов сверхтяжелых ядер с зарядовыми и массовыми числами, сильно отличающимися от зарядового и массового чисел ядра-мишени, для которых вкладами от глубоконеупругих передач и быстрых неравновесных процессов во входном канале [10,12,14], как ожидается, можно пренебречь. Для будущих экспериментов рассмотрена возможность изучения индуцированного передачей деления новых изотопов сверхтяжелых ядер с зарядовыми номерами Z=103 - 108 в реакциях 48Са + 244>246>248Ст при энергиях столкновения вблизи соответствующих кулоновских барьеров. Интересно также изучение возможности получения ядер, более тяжелых, чем ядро-мишени, для комбинаций ядра-снаряда и ядра-мишени, используемых в реакциях холодного слияния, приводящих к образованию сверхтяжелых ядер. Эти продукты также связаны с реакциями многонуклонных передач или с реакциями квазиделения в асиммет-

ричном выходном канале. Представляет большой интерес получение изотопов, испускающих альфа-частицы с большими энергиями, сопоставимыми с энергиями альфа-частиц сверхтяжелых ядер.

Эмиссия тяжелых кластеров

Выход тяжелых кластеров {7, > 3) из очень нагретых ядерных систем (энергии возбуждения более 50 МэВ), получающихся в реакциях при низких и промежуточных энергиях, уже много лет является объектом экспериментальных и теоретических исследований [50-54]. В отличие от процесса спонтанного испускания кластеров вероятности вылета кластеров в ядерных реакциях резко возрастают из-за наличия энергии возбуждения и углового момента в ядерной системе. Функции возбуждения для равновесной эмиссии сложных фрагментов напоминают функции возбуждения деления [55]. Из сравнения экспериментальных сечений с предсказаниями статистической модели в [56] следует, что кроме процесса полного слияния в выход кластеров дает вклад процесс быстрого деления. Заметим, что в то время процесс квазиделения не был широко известен и хорошо изучен. Особенность реакций с тяжелыми ионами с энергиями до 15 МэВ/нуклон состоит в том, что налетающее ядро вносит существенный угловой момент (20 — 100), поэтому необходим учет конкуренции каналов полного слияния и квазиделения. Также конкуренция различных каналов распада образованной возбужденной системы сильно меняется по сравнению со случаями спонтанного кластерного распада и реакций, где в качестве ядра-снаряда используются легкие частицы. В [57] показано, что формы зарядовых распределений отличаются в реакциях с большим и маленьким угловыми моментами. Измеряя спиновое распределение конечных продуктов, можно извлечь информацию о распределении углового момента начальной системы. Из анализа полученных массовых распределений авторы работы [58] приходят к выводу, что ширина массовых распределений в симметричной области не воспроизводится простой статистической моделью. Также в этой работе отмечено, что для описания ширины массовых распределений необходимо учесть влияние углового момента системы. Зарядовые распределения испущенных сложных фрагментов в реакциях с тяжелыми ионами показывают сильные четно-нечетные эффекты [57,59-64], которые слабо затухают с ростом энергии бомбардировки [65]. Однако макроскопическо-микроскопические модели дают гладкие зарядовые распределения без четно-нечетных эффектов при энергиях возбуждения Е*сп > 50 МэВ [54]. Поэтому вопрос о величине затухания оболочечных поправок с ростом энергии возбуждения все еще открыт.

Для описания распада составного ядра за счет эмиссии легких частиц и тяжелых кластеров существуют несколько статистических подходов. Модель Вайскопфа [66], изначально сформулированная для описания испарения только легких частиц из возбужденного составного ядра, применена в работе [67] для расчета сечений эмиссии кластеров. Сече-

ние обратной реакции для кластеров рассчитано по модели резкого края [68]. Плотности уровней вычислены по модели ферми-газа и в параметре плотности уровней учтены оболо-чечные поправки как в работе [69]. В данной модели не учитывается процесс образования тяжелых кластеров. Модель Хаузера-Фешбаха [70] фактически является улучшенной моделью Вайскопфа с учетом зависимости плотности уровней составного ядра от углового момента. Барьеры эмиссии вычисляются в рамках жидкокапельной модели с учетом вращения и конечного радиуса действия ядерных сил [71]. Каскадный распад составного ядра моделируется с помощью метода Монте-Карло. Модель успешна в описании асимметричных ядерных реакций с небольшими угловыми моментами [72]. Однако для реакций, где участвуют большие угловые моменты, эта модель не воспроизводит формы и абсолютные значения экспериментальных зарядовых распределений тяжелых кластеров [54,73], поскольку не учитывает вклад от процесса квазиделения, который при больших угловых моментах становится доминирующим каналом реакции. Абсолютные значения сечений связаны с барьерами эмиссии тяжелых кластеров, которые сильно зависят от углового момента системы. В модели переходного состояния [51] эмиссия тяжелых кластеров представляется как сильно асимметричное деление. Каждому значению массовой асимметрии соответствует своя седловая точка. Зависимость условных барьеров эмиссии от массовой асимметрии определяет зарядовые и массовые распределения вылетевших сложных фрагментов [51]. Потенциальная энергия и соответственно барьеры эмиссии тяжелых кластеров вычисляются в рамках той же жидкокапельной модели [71] с учетом вращения и конечного радиуса действия ядерных сил. Но в отличие от предыдущих моделей данная модель четко учитывает зависимость значений барьеров эмиссии тяжелых кластеров от координаты массовой (зарядовой) асимметрии. В работе [74] разработан компьютерный код GEMINI для описания сильно асимметричного деления горячего составного ядра. Ширины эмиссии легких частиц вычисляются в приближении Хаузера-Фешбаха с коэффициентами трансмиссии с резкой границей. Таким образом, в GEMINI процессы испарения легких частиц и тяжелых кластеров описываются в рамках разных моделей и не учитывается вклад процесса квазиделения в сечения эмиссии тяжелых кластеров. Поскольку экспериментальные данные не воспроизводятся в статистических расчетах, необходимо создание новой модели эмиссии сложных фрагментов, которая позволила бы учесть каналы квазиделения, и зависимость конкуренции различных каналов распада от углового момента [75-82].

Получение нейтпронно-дефицитных изотопов при эмиссии тяжелых кластеров из составного ядра

В реакциях полного слияния получены новые радиоактивные изотопы ядер [83-87] и синтезированы новые сверхтяжелые ядра [33-43]. До настоящего времени эти новые изотопы и ядра получались в каналах испарения легких частиц из составного ядра. Поскольку

в реакциях полного слияния образуются нейтронно-дефицитные составные ядра, эмиссия заряженных частиц становится более вероятной из-за большой энергии отрыва нейтрона. Недавние экспериментальные исследования показывают возможность получения новых нейтронно-дефицитных изотопов ядер при эмиссии тяжелых кластеров [88,89]. Эти исследования проведены с целью получения нейтронно-дефицитных ядер около дважды магического ядра 1008п, которые практически не образуются в каналах испарения легких частиц. В основном рассматриваются каналы эмиссии ядер углерода 12С и кислорода 16О, так как именно эти кластеры имеют максимальные выходы среди всех тяжелых кластеров. С появлением нейтронно-дефицитных радиоактивных пучков становится возможным более детальное изучение процесса вылета тяжелых кластеров в реакциях полного слияния, так как сечения их эмиссии из сильно нейтронно-дефицитных составных ядер возрастают на порядки [60,61,89]. Из-за отсутствия теоретической модели, хорошо описывающей существующие экспериментальные данные по эмиссии тяжелых кластеров и объясняющей механизм образования и вылета этих кластеров, возникла потребность в создании такой модели.

Реакции многонуклонных передач со стабильными и радиоактивными пучками

Успехи ускорительной техники и экспериментальных методов позволили получить новые легкие нейтронно-избыточные ядра с Z < 30 вблизи границы стабильности, обнаружить новые явления, позволяющие расширить наше понимание магических чисел и стабилизирующей роли оболочечных эффектов. Для нейтронно-избыточных ядер возникают новые магические числа с N=16 и N=26 (вместо известных N=20 и N=28). Оказалось, что ядра около этих магических чисел сильно деформированы. Также обнаружены области сосуществования сферической и деформированной форм ядра. Все это налагает определенные ограничения на возможность предсказания стабильности ядер, близких к границе стабильности. Например, магические ядра 280 и 401У^ не обнаружены в экспериментах, несмотря на то, что в соответствии с некоторыми теоретическими предсказаниями эти ядра должны быть связанными. Хотя сам метод синтеза этих ядер также оказался весьма проблематичным. В реакциях фрагментации, часто используемых для получения экзотических ядер, сечения образования ядер, далеких от области стабильности, малы и первичные продукты имеют довольно большую энергию возбуждения, что сводит к минимуму вероятность выживания слабосвязанных ядер. Кроме того, для получения информации о стабильности нового синтезируемого ядра практически невозможно применять метод недостающей массы для продуктов реакции фрагментации. Данный метод работает только для бинарных процессов. В этой связи актуальна возможность применения реакций многонуклонных передач для синтеза ядер, далеких от области стабильности.

Бинарные реакции многонуклонных передач со стабильными пучками при низких

энергиях уже давно используются для получения экзотических ядер [9,10,12,14,90-92]. В работах [91-94] показано, что механизм многонуклонных передач со стабильными пучками заселяет нейтронно-избыточные ядра, расположенные вблизи от области стабильности, с сечениями в пределах от сотни барн до нескольких миллибарн. Нейтронно-избыточные ядра с массовыми числами Л=50-80 получены и изучены в [91] с помощью реакций многонуклонных передач, бомбардируя мишени 208РЬ и 238и стабильными пучками 48Са, 58'64№, 70Ъп, и 82Эе. Реакция 238и(5.5МэВ/нуклон)+48Са использована в [95] для получения четных и нечетных нейтронно-избыточных изотопов Са и исследования их низколежащих возбужденных состояний.

В то время как в реакциях фрагментации продукты фокусируются в передние углы, продукты реакций многонуклонных передач имеют более широкие угловые распределения, что приводит к низкой эффективности сбора экзотических продуктов. Однако в реакциях фрагментации трудно контролировать энергии возбуждения произведенных экзотических изотопов из-за больших флуктуаций и среднего значения энергии возбуждения системы. В реакциях многонуклонных передач полная энергия возбуждения намного меньше и только двухтельные процессы возможны, и соответственно гораздо легче контролировать энергии возбуждения продуктов реакции. Поскольку в реакциях передач можно получать определенные экзотические изотопы в узком интервале энергий возбуждения, эти реакции имеют преимущество перед реакциями фрагментации для образования слабосвязанных ядер. Первичные экзотические ядра должны быть максимально холодными, в противном случае они будут преобразованы во вторичные ядра с меньшим количеством числа нейтронов из-за девозбуждения нейтронной эмиссией. В то время как возбужденные первичные ядра при нейтронной эмиссии подпитывают выходы изотопов с меньшим количеством числа нейтронов, выходы самых тяжелых изотопов такую подпитку не имеют. Данная ситуация противоположна ситуации около границы протонной стабильности [96], где сечения образования экзотических ядер могут быть намного больше в реакциях с доминирующим бинарным механизмом [96].

Новое поколение установок с радиоактивными пучками обеспечивает высокие интенсивности (> 109 ионов/с) нейтронно-избыточных пучков (например, 88-94Кг, 1328п и 140-144Хе). Поэтому важной задачей является анализ возможности и оптимальных условий получения новых нейтронно-избыточных изотопов в реакциях многонуклонных передач со стабильными и радиоактивными пучками [97].

Возможность получения нейтронно-избыточных изотопов в реакциях многонуклонных передач при промежуточных энергиях

Как показано в [98,99], в реакциях 209В1+136Хе и 197Аи+208РЬ при энергиях бомбардировки вблизи энергии Ферми сечение реакции почти полностью определяется бинар-

ными столкновениями независимо от возможного дальнейшего деления двух очень возбужденных первичных фрагментов. Диссипативная бинарная динамика при этих энергиях бомбардировки также наблюдалась в работах [100-102]. При этом наблюдаемое влияние изоспина ядра-мишени на изоспин снарядоподобных фрагментов и наблюдаемый рост дисперсии зарядового распределения снарядоподобных фрагментов с увеличением энергии диссипации похожи на те, что наблюдаются в диссипативных реакциях при более низких энергиях бомбардировки, несколько МэВ/нуклон выше кулоновского барьера. В [103-110] показано, что нуклонная передача дает ощутимый вклад в выходы снарядоподобных продуктов при периферических столкновениях. Продукты нуклонного захвата наблюдаются среди продуктов реакций фрагментации снаряда при энергиях бомбардировки выше энергии Ферми: 48Са(55 МэВ/нуклон)+181Та [111], 48Са(64 МэВ/нуклон)+181Та [112], 180(80 МэВ/нуклон)+27А1,181Та [113], 112Sn(63 МэВ/нуклон)+па4№ [114], 86Кг(70 МэВ/нуклон)+27А1 [115], 4О'48Са(140 МэВ/нуклон) +9Ве,181Та [116], и 58>64Ni(140 МэВ/нуклон)+9Ве,181Та [116]. Как показано в [117], в реакциях 48Ca+9Be,natW при энергии 142 МэВ/нуклон выходы самых нейтронно-избыточных изотопов легких ядер удовлетворяют (^-систематике [9,12,14]. Qgg является разницей между дефектами масс основных состояний ядер реагентов и продуктов. Это позволяет нам предположить бинарный характер взаимодействия, приводящего к образованию нейтронно-избыточных ядер в реакции 48Ca+9Be,natW. Большие выходы нейтронно-избыточных ядер в реакции с natW, чем в реакции с 9Ве, указывают на сильный вклад процесса другого типа, отличного от процесса фрагментации. В реакции фрагментации последовательное испарение легких заряженных частиц из сильно возбужденного ядра приводит к более равномерному распределению конечных продуктов, что лежит в основе полуэмпирической систематики ЕРАХ, созданной на базе экспериментальных данных по фрагментации при высоких энергиях [118]. Отличие экспериментальных выходов нейтронно-избыточных ядер от предсказаний ЕРАХ [118], описывающей фрагментацию, поддерживает предположение о важной роли бинарной реакции многонуклонных передач в образовании экзотических ядер даже при довольно высокой энергии столкновения. Механизм этой реакции похож на механизм реакции глубоконеупругих передач. Для того чтобы нейтронно-избыточные продукты имели маленькие энергии возбуждения, столкновения ядер должны произойти при больших угловых моментах (прицельных параметрах). Кинетическая энергия относительного движения быстро диссипирует во внутреннюю энергию. Однако диссипация углового момента почти не происходит из-за короткого времени контакта ядер при высоких угловых моментах и малой скорости диссипации по сравнению с диссипацией радиального движения. В этих столкновениях, вероятно, образуется короткоживущая ДЯС, в котором происходит диффузия нуклонов между ядрами. Первичные нейтронно-избыточные ядра

должны быть максимально холодными, иначе они из-за нейтронной эмиссии преобразуются во вторичные ядра с меньшим количеством числа нейтронов.

Альфа-распад и кластерная радиоактивность

Кластерная радиоактивность (КР) - спонтанная эмиссия из основного состояния ядер кластеров, тяжелее а-частицы [119-126]. На сегодняшний день открыто около двух десятков распадов с выходом легких кластеров от 14С до 34Б1 из ядер от 221Гг до 242Ст, измеренные периоды полураспада Т\/2 для которых лежат в интервале от 1.7 х 1011 с до 3.8 х 1027 с. Также любопытно наблюдение тонкой структуры КР 223Ил -» 14С + 209РЬ [127], когда возбужденный уровень заселяется гораздо интенсивнее (84% ширины) основного состояния. Практически все экспериментальные данные по КР относятся к распадам, где одним из дочерних ядер оказывается дважды магическое ядро 208 РЬ или ядро близкое к 208РЬ. Для таких распадов характерны большие энергии реакции, так как дочерние ядра имеют большие энергии связи. Эта область КР получила название области "свинцовой" радиоактивности. Материнские ядра, которые распадаются с выходом ядер близких к дважды магическому ядру 1008п, образуют область "оловянной" радиоактивности.

Теоретические модели КР можно разделить на две большие группы. Модели первой группы предполагают, что весь процесс формирования продуктов распада и их последующего разделения происходит медленно относительно движения нуклонов в ядре, благодаря чему те успевают занять нижайшие из возможных энергетических уровней. То есть, КР предполагается адиабатическим процессом. Такие модели получили название адиабатических или делительных, благодаря схожести с моделями, описывающими спонтанное деление [128]. Модели второй группы, наоборот, предполагают КР неадиабатическим процессом [122,129,130]. В них оказывается возможным такой кластерный распад, когда одно из дочерних ядер оказывается не в основном состоянии. Данное явление является аналогом тонкой структуры а-распада. Модели второй группы называются неадиабатическими или сс-распадными.

Представленная в диссертации модель КР относится скорее к а-распадному типу [131, 132] и имеет много общего с моделью фрагментации [133]. Механизм кластеризации похож на механизм образования ядерной молекулы [134], когда валентные нуклоны последовательно передаются а-частице, постепенно наращивая массу и заряд получающегося кластера, и в итоге образуется ядерная молекула, которая впоследствии распадается. Предлагаемая нами модель предполагает, что основное квантово-механическое состояние ядра имеет малые компоненты кластерных состояний [135-138]. В ней для описания предраз-рывных процессов применяется уравнение Шредингера по коллективной координате зарядовой асимметрии, и не используются одночастичные степени свободы. Также в описываемой модели используется единый потенциал для областей формирования и разлета

фрагментов. Это также позволяет отнести ее к группе а-распадных моделей. Но в отличие от других моделей подобного типа, в ней используются коллективные представления ядра, новая коллективная переменная, и ставится задача описания с единой позиции а-распада и КР для широкой области ядер периодической таблицы.

В связи с большим временем необходимым для наблюдения КР, важное значение приобретает предсказание периодов полураспада КР. Теоретическое изучение КР необходимо также для понимания фундаментальных проблем кластерных явлений. До сих пор не объяснено явление тонкой структуры КР. Сильные различия в исходных посылках теоретических подходов, описывающих КР, указывают на необходимость более глубокого понимания физики изучаемого явления. С другой стороны, несмотря на более чем столетнюю историю исследований а-распада, пока не существует теории, которая позволила бы в едином подходе описывать а-распады сферических и сильно-деформированных четно-четных, нечетных и нечетно-нечетных ядер. Более того, не существует общей модели, рассчитывающей одновременно вероятности а- и кластерных распадов различных ядер. Таким образом, актуальной задачей является анализ с единых позиций а-распада и КР. Анализ экспериментальных данных по спонтанному делению и КР дает корреляцию между парциальными периодами полураспада спонтанного деления для конкретных значений параметра делимости и периодами КР с соответствующими значениями асимметрии

ДЯС [122]. Это дает надежду на возможность единого описания спонтанного деления, а-распада и КР в рамках модели ДЯС. Также возможно применение данной модели для описания кластеризации в сверхтяжелых ядрах, изучения структуры возбужденных состояний ядер и распада нагретых ядер.

В настоящее время а-распад, КР, спонтанное деление и низколежащие коллективные состояния привлекают значительное внимание в связи с исследованиями структуры тяжелых и сверхтяжелых ядер. Например, исходя из экспериментальной тонкой структуры а-распада или КР, можно определить спины и четности низколежащих состояний ядер. Предсказания периодов полураспада при эмиссии а-частиц необходимы для идентификации новых изотопов тяжелых ядер и сверхтяжелых элементов. Кластерный подход позволяет достаточно просто описать ротационные полосы альтернативной четности в актинидах и сверхтяжелых элементах.

Одной из проблем, рассматриваемых в данной диссертации, является аномалия а-распада нейтронно-дефицитных изотопов Ро и 11п. где экспериментально наблюдается отклонение 7\/2 от известного закона Гейгера-Неттола (ГН). Закон ГН выполняется в случае а-распадов практически всех ядер в силу того, что в его основе лежит представление об этом явлении, как о глубокойодбарьерном процессе с экспоненциальным характером зависимости периода полураспада от волнового вектора системы. Обычно он хорошо вы-

полняется для изотопных цепочек, что позволяет делать точные предсказания периодов полураспада. Новые экспериментальные данные говорят о заметном отклонении от этого закона в случае легких изотопов Ро. Одно из возможных объяснений данного эффекта — большое различие деформаций материнского и дочернего ядер в этой области.

Внезапная остановка распада супердеформированной полосы

Более чем двести супердеформированных (СД) полос исследованы в различных массовых областях (Л=60, 80, 130, 150 и 190) таблицы нуклидов [139]. В то время как вращательные переходы между СД состояниями относительно просто регистрировать современными Ge детекторами, намного труднее идентифицировать по энергии, спину и четности СД полосы и связать их с нормальнодеформированными (НД) полосами [140-144]. Это вызвано удивительным свойством СД состояний: внутриполосные вращательные Е2 переходы имеют практически постоянную интенсивность и резко обрываются при определенных спинах. Полное заселение СД полосы сводится к нулю фактически при двух последних переходах. Это явление называется внезапной остановкой распада СД полосы. Например, интенсивности внутри полосы показывают, что 44% и 49% распада полосы ядра 194Hg происходит из СД уровней со спинами /7Г=12+ и 10+ соответственно [142]. В спектре переходов после распада доминируют неразрешенные, перекрывающиеся 7-переходы, которые формируют статистический спектр дипольного характера [142,145]. Дискретные коллективные одношаговые 7-переходы на ираст состояния также происходят из СД состояний, но они переносят только небольшую долю распада СД состояний: например, 1.9% - из уровней /7Г=12+ и 10+ для ядра 194Hg [142]. Только несколько дискретных коллективных переходов между СД и НД состояниями были найдены в ядрах 132Nd, 133Pm, 137Sm, 139Gd,

i52Dy и i92,i94pb [139Д41Д43Д44].

Внезапное исчезновение СД полосы при низких спинах I «6-12 в области ядер с массовыми числами А »190 [139,142-144,146-148] и I »24-30 в области ядер с А «150 [139,141] вместе с ненаблюдаемым путем распада вызывает много вопросов относительно механизма процесса распада. Была предложена идея, что распад происходит из-за смешивания с НД состояниями в упорядоченном или хаотическом режиме [149-159]. Модель [149] приписывает внезапность распада к спиновой зависимости барьера, разделяющего СД и НД минимумы. Резкий распад объясняется в [155] увеличением вероятности туннелирования из СД минимума с уменьшением углового момента, который происходит из-за включения парного взаимодействия. Альтернативное объяснение внезапного распада дано в [150], где показано, что включение хаоса в НД состояниях может также подразумевать усиление вероятности туннелирования. Однако численные вычисления были довольно схематичными. Например, матричный элемент связи между СД и НД состояниями использовался в качестве параметра, и было сделано предположение о экспоненциальной зависимости

этого матричного элемента от спина. Микроскопическая модель [155] описывает хорошо наблюдаемые распады в области ядер с массовым числом А «150, но испытывает затруднения при описании ядер с А «190. Поэтому вопрос, что действительно инициирует внезапное исчезновение СД полосы и изменение формы ядра при относительно низких спинах, требует дальнейшего изучения, в частности, в рамках кластерного подхода.

Сильные коллективные дипольные переходы между возбужденной и ираст СД полосами в ядрах 150Gd, 152Dy, 19°.194Hg, i96-i98pb и между Сд и Нд ПОЛосами в ядрах 194Hg и 194РЬ наблюдались в недавних экспериментах [141,142,144,146,148,160-162]. Это указывает на возможность того, что на процесс распада влияет существование явной октупольной деформации СД состояний. Экспериментально измеренные свойства возбужденных СД полос в ядрах 152Dy и 190>192>194Hg были интерпретированы с точки зрения вращательной полосы, построенной на коллективной октупольной вибрации [163]. Стоит отметить, что октупольные вибрационные состояния, построенные на СД изомере ядра 240Ри, экспериментально обнаружено в [164,165]. Кроме того, очень большая квадрупольная деформация (большое значение j32) СД состояния может привести к образованию октупольной деформации из-за появления одночастичных состояний положительной и отрицательной четности около поверхности Ферми при большом /?2 •

Среди теоретических подходов можно отметить оболочечные "cranking" модели, использующие несколько параметров деформации разной мультипольности, и кластерные модели, где взятые должным образом кластерные степени свободы позволяют нам упростить описание ядерной системы в пространстве коллективных координат. Сосуществование эффектов кластеризации и среднего поля - уникальная черта многочастичной ядерной системы [166,167]. Вычисления для легких [168,169] и тяжелых ядер [135,136,170-176] показали, что конфигурации с большими квадрупольными и октупольными параметрами деформации и низколежащими коллективными состояниями отрицательной четности сильно связаны с кластеризацией. Образование и вылет кластеров в легких ядрах были описаны в рамках подхода антисимметризованной молекулярной динамики [169]. а -кластерная модель использовалась для описания свойств низколежащих НД состояний альтернативной четности в актинидах [135].

Используя упомянутые выше идеи и факт, что динамика зеркальной асимметричной деформации может быть описана как коллективное движение нуклонов между этими двумя кластерами, можно применить кластерный подход для описания СД полос и процесса их внезапного распада. Такой тип коллективного движения одновременно создает деформации четных (например, квадрупольную) и нечетных (дипольную, октупольную) муль-типольностей. Одночастичные степени свободы не учтены явно в данном подходе. Нужно отметить, что в кластерном подходе описан распад из СД полосы дискретными перехода-

ми в НД полосу в ядре 60Zn [137].

Заселение и идентификация гипердеформированных состояний

В рамках полуфеноменологических "кренкинг" приближений с потенциалами Вудса-Саксона и Нильссона [170,177] были предсказаны высокоспиновые гипердеформированные (ГД) структуры атомных ядер. Согласно этим расчетам ГД состояния ядер 147Gd и 152Dy становятся ираст состояниями при спинах 80 и 90 соответственно. Однако до сих пор мало экспериментальной информации о ГД состояниях ядер. Ранее в работе [178] были приведены доказательства существования ГД полос ядер 152,153Dy и 147Gd, заселенных в реакциях 120Sn(37Cl,p a;n)152'153Dy и 100Mo(51V,p a;n)147Gd в канале эмиссии протона с фиксированной энергией. Гребенчатая структура Е2 переходов соответствовала вытянутой форме ГД ядра с квадрупольной деформацией fa >0.9. Но позже в [179] показано, что кандидаты на ГД состояния в ядрах 147Gd и 152>153Dy не имеют всех необходимых свойств присущих структуре ротационной полосы. Таким образом, до сих пор нет экспериментальных подтверждений того, что эмиссия протонов или других заряженных частиц играет важную роль в заселении высокоспиновых ГД состояний. Попытки формирования ГД состояний в реакциях слияния-деления не привели к желаемым результатам.

В легких «-частичных ядрах подобие между ГД состояниями и состояниями кластерного типа, т.е., квазимолекулярными состояниями, указано в работах [180-182]. В эксперименте [183] по тройному совпадению фрагмент-фрагмент-7, где 7 испускается из фрагмента, изучена возможность заселения сильнодеформированной полосы в ядре 56 Ni в реакции 28Si+28Si при энергии столкновения, соответствующей квазимолекулярному резонансу при спине L=38. Возможность возникновения ГД кластерных конфигураций в ядрах 40Са и 56Ni исследована в реакциях 28Si+12C и 28Si+28Si соответственно при помощи спектральных свойств испускаемых легких заряженных частиц (p. d, t, а) [182]. В этих экспериментах два тяжелых фрагмента регистрировались в совпадении с легкой заряженной частицей.

Для актинидов третий минимум на поверхности потенциальной энергии, связанный с ГД изомерными состояниями при малых спинах, обнаружен на основе изучения микроструктур резонансов в реакциях (п, /), (t,pf ) и (d,pf ) [184]. Асимметричное угловое распределение легких фрагментов деления ядра 232Th [185] также служит доказательством существования третьего минимума.

Интересное наблюдение было сделано в рамках оболочечной модели [173,174]: актинидное ядро в третьем ГД минимуме соответствует ДЯС. Возможность кластерного описания ГД структуры для тяжелых ядер исследована в [170-172,175,186,187]. Показано, что сильнодеформированные состояния в тяжелых ядрах можно отождествить с ДЯС конфигурациями [175]. Действительно, соответствующие ДЯС имеют те же квадрупольные моменты и моменты инерции, что и измеренные для СД состояний и оцененные для ГД

состояний. Вопрос возникает относительно возможности образования кластерного ГД состояния непосредственно во входном канале реакции с тяжелыми ионами, т. е. без стадии формирования составного ядра. Прямое формирование сильнодеформированного состояния в реакции слияния 90Zr+90Zr предложено в [186]. В диссертации мы используем кластерный подход и рассматриваем прямое образование ГД состояния во входном канале. Мы определяем оптимальные экспериментальные условия для образования ГД состояния и предлагаем новый метод идентификации ГД полос.

Стабильность сверхтяжелых ядер, образованных в реакциях полного слияния на основе актинидных мишеней: доказательство существования магического протонного числа с Z > 120

В последние годы эксперименты по реакциям полного слияния 48Ca+233,238U,237Np, 242'244Pu,243Am, 245'248Cm,249Cf на основе актинидных мишеней были выполнены в ЛЯР ОИЯИ (Дубна), GSI (Дармштадт), и LBNL (Беркли) [33-43] для достижения "острова стабильности" сверхтяжелых элементов (СТЭ) с центром при зарядовом числе 2=114 и нейтронном числе iV= 184, предсказанным в рамках макроскопическо-микроскопических моделей [188-192]. Найденная экспериментальная тенденция ядерных свойств (Qa-значения и периоды полураспада) СТЭ, полученных в Дубне, показывает увеличивающуюся стабильность ядер, приближающихся к сферической замкнутой нейтронной оболочке N=184, и также указывает на слабое влияние протонной оболочки при Z=114. Значения Qa не испытывают скачка при пересечении протонного числа Z=114 при различных значениях нейтронного числа от 172 до 176 [43]. Это экспериментальное наблюдение находится в согласии с предсказаниями релятивистских и нерелятивистских моделей среднего поля [193] и кластерной модели [194], где центр "острова стабильности" расположен около ядер с Z=120-126 и iV=184. В этом случае существует возможность синтезировать новые СТЭ с Z >119 с помощью существующих экспериментальных установок и актинидных реакций полного слияния с ядрами-снарядами тяжелее, чем 48Са.

Экспериментальные сечения испарительных остатков ахп в 48Са-индуцированных реакциях полного слияния не зависят сильно от атомного номера Z и находятся на уровне ~ 1 пб. Как хорошо известно сечение образования составного ядра сильно уменьшается с увеличением Zy х z2. Поскольку абсолютное значение сечения испарительных остатков определяется произведением сечения полного слияния на вероятность выживания, потеря в вероятности образования составного ядра в реакциях на основе актинидных мишеней может быть компенсирована выигрышем в вероятности выживания СТЭ. Используя экспериментальные сечения испарительных остатков в реакциях полного слияния с пучком 48Са и сечения полного слияния, вычисленные с помощью кластерной модели, можно извлечь вероятности выживания сверхтяжелых ядер с зарядовыми числами Z=112-118 в

испарительных каналах хп. Извлеченные зависимости вероятностей выживания в каналах 3п- и 4п-испарения от Z укажут положение следующего дважды магического ядра после 208РЬ, что важно для синтеза СТЭ с Z > 118.

Высокоспиновые изомеры и одноквазичастичные состояния в тяжелых сверхтяжелых ядрах: спектры, распады и заселение

Спектроскопические исследования низколежащих одноквазичастичных состояний в нечетных актинидах и трансактинидах проводятся в течение длительного времени и остаются весьма актуальными из-за проблемы однозначной идентификации новых сверхтяжелых ядер и неизвестных изотопов тяжелых ядер [34]. Исследование трансфермиевых элементов - шаг к лучшему изучению одночастичной и коллективной структуры тяжелых ядер, их замкнутых оболочек и подоболочек, магических чисел и мод распада. За последние годы набор экспериментальных данных был значительно расширен с помощью установок, таких как SHIP (GSI), GREAT (JYFL), BEST (GAÑIL), GABRIELA (JINR), на которых возможно проведение a-, электронной- и 7-спектроскопии. Высокоспиновые К-изомеры, которые обычно предполагаются как двухквазичастичные состояния с большим спином, наблюдались в тяжелых ядрах 250,25брт) 252,254и 270qs [195]. Знание К-изомеров важно при анализе а-распадных спектров и свойств спонтанного деления сверхтяжелых ядер [34,196,197]. Низколежащие состояния были идентифицированы в изотопах Es, Md, Lr, Db и Bh. В настоящее время 255Lr - самое тяжелое нечетное-ядро Z, для которого известна спектроскопическая информация об низколежащих одночастичных, многочастичных и коллективных возбуждениях. Было выполнено систематическое экспериментальное исследование одночастичных состояний изотопов Es с массовыми числами от 243 до 251.

Общие черты тонкой структуры a-распада, а также энергии возбуждения и порядки расположения низколежащих уровней Нильссона были установлены для многих изотопов Es [198]. Для четных по Z ядер такие общие черты хорошо известны для изотонных цепочек [195]. Детальное изучение структуры одноквазичастичных состояний важно для однозначного определения времен 7-переходов из изомерных состояний. Детальная спектроскопия распадов была выполнена для Х-изомеров нескольких ядер с Z > 99. 7-распады из этих изомеров заселяют состояния вращательных полос. Изомеры, распадающиеся а-эмиссией, вызывают большой интерес, а-распад из изомерного состояния может произойти в изомерное состояние дочернего ядра, которое, в свою очередь, может также распасться снова a-эмиссией. Как известно, в нечетных по массе тяжелых ядрах a-распад из основного состояния с большой вероятностью происходит в то же одноквазичастичное состояние дочернего ядра.

Новые результаты экспериментов бросают вызов современным теориям, пытающимся воспроизвести моды распада и структуру самых тяжелых ядер. Сравнение рассчи-

тайных и экспериментальных одноквазичастичных состояний позволяет нам проверить параметры, используемые в теории, и присваивать квантовые числа экспериментальным уровням, что важно для анализа 7- и а-переходов. Существующие полумикроскопические подходы [190,199-203] на основе метода Нильссона-Струтинского предоставляют основной базис для интенсивных вычислений свойств низколежащих состояний тяжелых ядер. Эти подходы используют определенные параметризации формы ядра и одночастичные гамильтонианы и, таким образом, не являются самосогласованными. Однако они представляют собой мощный инструмент для систематических вычислений и предсказаний, которые важны для запланированных экспериментов. В данной диссертации мы предлагаем использовать параметризацию, принятую в двухцентровой обол очечной модели (TCSM) [203-206], для того, чтобы найти одночастичные уровни в основном состоянии ядра. Зеркально-симметричная форма параметризации, используемая нами, эффективно включает все четные мультипольности. Зависимость параметров Is и I2 от А и /V — Z изменена для корректного описания спина и четности основного состояния известных нечетных актинидов. В рамках данной модели изучены изотопические зависимости двух- и одно-квазичастичных изомерных состояний, моды распада изомерных состояний, а-распадные цепочки сверхтяжелых ядер, заселение изомерных состояний в испарительных остатках, что представляет большой интерес для будущих экспериментов.

Применение теории открытых квантовых систем к задачам ядерной физики

Развитию формализма для описания статистического и динамического поведения открытых систем посвящено большое число работ [207-221]. Данный формализм применяется для описания реакций слияния, квазиделения, многонуклонных передач с тяжелыми ионами и деления ядер [14,222-225]. Интерес к стохастическим методам в ядерной физике чрезвычайно возрос после открытия реакций глубоконеупругих столкновений тяжелых ионов [9,10,12] и существенного увеличения экспериментальной информации по делению атомного ядра [226]. В таких процессах наиболее существенными считаются лишь некоторые коллективные (макроскопические) степени свободы, которые выбираются a priori, для интерпретации экспериментальных данных. Оценкой качества преобразования от исходных нуклонных переменных к коллективным, может служить, кроме макроскопической аналогии, слабость связи коллективных степеней свободы с остальными (внутренними) степенями свободы. Лишь при этом условии имеет смысл выделение коллективного движения [227]. Наиболее часто используемыми коллективными координатами при описании деления и ядерных реакций с тяжелыми ионами при низких энергиях около кулонов-ского барьера (<10 МэВ/нуклон) являются межъядерное расстояние или относительное удлинение системы, массовая (зарядовая) асимметрия и деформации ядер. Число явно учитываемых коллективных координат можно уменьшить, учитывая экспериментально

установленное различие их характерных времен релаксации.

Вышеуказанные ядерные процессы описываются с помощью небольшого числа медленных коллективных степеней свободы, которые взаимодействуют с термостатом, образованным всеми остальными быстрыми одночастичными степенями свободы. Тогда динамика коллективных переменных становится похожей на динамику классической броуновской частицы, так как в одном акте взаимодействия с одночастичной подсистемой энергия коллективной подсистемы изменяется на относительно малую величину. Динамическими уравнениями в такой физической модели является стохастические уравнения или физически эквивалентные им диффузионные уравнения для функции распределения коллективных координат и сопряженных им импульсов. Квантовые диффузионные уравнения для редуцированной матрицы плотности или функции Вигнера могут быть использованы для изучения квантовых и диссипативных эффектов в процессах слияния, деления и захвата налетающего ядра ядром-мишенью. Среди квантовых транспортных уравнений можно особо отметить феноменологическое уравнение Линдблада [208,209,215,216]. Используя уравнение Линдблада, в работах [228-232], был рассмотрен процесс прохождения потенциального барьера в зависимости от величин диффузионных коэффициентов. Результаты показали, что вероятность туннелирования в открытых квантовых системах сильно зависит от величины связи с термостатом. Диссипация иногда способствует туннелированию, но препятствует прохождению при надбарьерных энергиях. С ростом коэффициента диффузии по координате проницаемость барьера увеличивается, а декогерентность состояний уменьшается.

Заключение диссертации по теме «Физика атомного ядра и элементарных частиц», Адамян, Гурген Григорьевич

Заключение

На защиту выдвигаются следующие результаты:

1. Построена микроскопическая кластерная модель для описания характеристик реакций квазиделения. Модель позволила впервые объяснить, что 1) диффузия по координатам массовой и зарядовой асимметрий и относительного расстояния (распад двойной ядерной системы) ответственна за образование продуктов квазиделения; 2) процесс квазиделения - основной процесс, препятствующий полному слиянию тяжелых ядер; 3) оболочечные эффекты сильно влияют на выходы продуктов квазиделения: максимумы выходов соответствуют минимумам потенциальной энергии системы как функции массовой (зарядовой) асимметрии; 4) в реакциях горячего и холодного слияния, приводящих к образованию сверхтяжелых элементов, вероятность слияния-деления намного меньше, чем вероятность квазиделения, и основной вклад в симметричные и почти симметричные фрагментации дает квазиделение; 5) в реакциях холодного слияния, приводящих к образованию сверхтяжелых элементов, продукты квазиделения фактически связаны с фрагментациями около начальной входной системы, однако увеличение нейтронного числа в системе приводит к росту доли симметричных и почти симметричных фрагментаций. Предложен метод для проверки реалистичности динамики существующих моделей полного слияния.

2. Впервые предложены реакции симметричного и асимметричного квазиделения (неполного слияния) при энергиях пучка вблизи кулоновского барьера для получения новых изотопов сверхтяжелых ядер с 103 < £ < 108, нейтронно-обогащенных тяжелых ядер с 2 = 30, 32, 64-79, которые невозможно синтезировать в реакциях деления, холодного и горячего слияния со стабильными пучками. Расчетные результаты сечений образования этих изотопов показывают, что данные реакции являются очень эффективными инструментами для образования изотопов сверхтяжелых и нейтронно-обогащенных тяжелых ядер в новых областях периодической таблицы. Впервые предсказаны сечения деления сверхтяжелых ядер, полученных после мно-гонуклонной передачи. Предложен эксперимент по процессу квазитройного деления для изучения зависимости значения оболочечной поправки от (Z,N) и энергии возбуждения делящегося ядра. Предложен новый метод отделения фрагментов деления от фрагментов квазиделения.

3. Предложено описание образования и распада сильно возбужденной ядерной системы путем испускания легких частиц и сложных фрагментов. Кластеры образуются при коллективном движении ядерной системы по координатам массовой и зарядовой асимметрий с дальнейшим распадом через барьер квазиделения. Конкуренция между испарительными каналами и каналами бинарного распада учитывается единым образом и зависит от углового момента системы. Сравнение результатов расчетов с имеющимися экспериментальными данными показывает, что предложенный механизм вылета сложных фрагментов в реакциях полного слияния является более реалистическим, чем существующий механизмы. Наша модель хорошо описывает зарядовые распределения конечных продуктов распада и соответственно четно-нечетные эффекты в этих распределениях. Сделанные нами предсказания массовых и зарядовых распределений конечных продуктов реакций подтверждены в экспериментах, проведенных в GANIL (Кан, Франция). Предсказанная зависимость сечений бинарного распада от изотопического состава составного ядра коррелирует с изотопической зависимостью Q-значения. Барьеры эмиссии сложных фрагментов уменьшаются, когда возбужденное составное ядро является более нейтронно-дефицитным. Поэтому выходы сложных фрагментов растут с уменьшением N/Z отношения системы. Механизм реакции (слияние-распад или квазиделение) определяется значением максимального углового момента начальной системы во входном канале. Значение максимального углового момента для процесса захвата можно регулировать либо массовой и зарядовой асимметрией снаряда-мишени или же кинетической энергией снаряда. Результаты расчетов в рамках нашей модели показывают, что вклад процесса квазиделения в сечения образования сложных фрагментов и фрагментов симметричного распада увеличивается с ростом углового момента. Процесс слияния-деления доминирует в более асимметричных реакциях, где угловой момент образованной системы является небольшим. Развитый нами подход позволяет найти оптимальные условия эксперимента для изучения процессов, связанных с вылетом конкретных сложных фрагментов.

4. В рамках кластерного подхода предложен новый метод расчета сечений испарительных остатков в ядерных реакциях полного слияния. Преимуществом данного метода является возможность расчета сечения образования конкретных испартельных остатков, например, нейтронно-дефицитных ядер, с учетом как каналов испарения легких частиц, так и каналов эмиссии тяжелых кластеров. Предсказания модели сечений образования ядер остатков находятся в хорошем согласии с соответствующими экспериментальными данными. Показано, что при определенных энергиях возбуждения составного ядра, кластерный канал является доминирующим каналом образования определенных нейтронно-дефицитных ядер остатков с 2 < — 6.

5. Найдены оптимальные реакции многонуклонных передач для получения неизвестных нейтронно-обогащенных изотопов ядер. Продемонстрирована возможность получения изотопов 24>26 0 , 36.38Мё, 4281, 52,54,56,58,60са) 138,140,142дп „ 148,150,152хе в реакци. ях многонуклонных передач со стабильными и радиоактивными пучками. Сечения образования нейтронно-обогащенных изотопов Са увеличиваются с ростом зарядового (массового) числа ядра-мишени в реакциях передач с пучками 48 Са. Реакции с актинидными мишенями являются оптимальными реакциями многонуклонных передач. Показано, что сечения образования нейтронно-избыточных ядер 52,54,56'58,60Са в реакциях со стабильными пучками меньше, чем в соответствующих реакциях с радиоактивными пучками. Сечения образования нейтронно-обогащенных изотопов Са увеличиваются (приблизительно на фактор 2 - 10 на 2 массовые единицы ядра-снаряда) до некоторого максимального значения с ростом массового числа радиоактивного ядра-снаряда в реакциях передачи с ядром-мишенью 48Са. Этот эффект должен быть учтен в запланированных экспериментах. Предложен метод оценки энергии отрыва нейтрона экзотического изотопа на основе измеренной функции возбуждения. Впервые продемонстрировано, что бинарные процессы многонуклонных передач дают основной вклад в образование экзотических изотопов при промежуточных энергиях.

6. Предложено единое описание кластерной радиоактивности и а-распада из холодных ядер. Волновая функция материнского ядра представлена в виде суперпозиции двойных ядерных систем. Процесс образования кластера связан с эволюцией системы по коллективной координате зарядовой асимметрии. Туннелирование по координате относительного расстояния определяет величину проницаемости барьера ядро-ядерного потенциала взаимодействия. Для расчета спектроскопического фактора решается уравнение Шредингера по переменной зарядовой асимметрии. Проницаемость рассчитана в квазиклассическом приближении. В процессе распада учтены законы сохранения полного спина, четности и энергии. Изучаются факторы запрета на перенос орбитального момента. Показано, что учет октупольной деформации дочернего ядра снимает полный запрет на перенос нечетных орбитальных моментов. Сделано предсказание о запрете распада возбужденного ядра на два очень слабо деформированных кластера. Хорошо описаны известные периоды полураспада и предсказаны наиболее вероятные выходы кластеров в областях "свинцовой" и "оловянной" радиоактивностей. Показаны зависимости периода полураспада и спектроскопических факторов от массового числа материнского ядра. Описана тонкая структура кластерного распада 223Ra—» 14С. Показано хорошее согласие между экспериментальными и вычисленными в рамках модели периодами полураспада а-распада. Сделаны расчеты тонкой структуры а-распада четных изотопов 224~238U, 224~230Th. Предсказаны тонкие структуры а-распадов 224,226U. Для а-распадов нейтронно-дефицитных ядер 194,196Rn объяснено отклонение от закона Гейгера-Неттола.

7. Разработан кластерный подход для описания сильнодеформированных ядерных состояний. Показано, что эти состояния появляются вследствие коллективного движения по координате зарядовой асимметрии. Предложена принципиально новая интерпретация внезапной остановки распада супердеформированной полосы тяжелого ядра. Внезапный переход из супердеформированного минимума в нормальнодефор-мированный минимум происходит из-за пересечения супердеформированной полосы с самой ближайшей соседней возбужденной нормальнодеформированной полосой. Дано количественное объяснение основных свойств супердеформированных полос в ядрах массовой области 190. Предложен новый метод спектроскопических исследований супердеформированных ядер.

8. Предложен новый метод заселения гипердеформированных ядер во входном канале реакции с тяжелыми ионами. Используя кластерный подход, найдены оптимальные комбинации взаимодействующих ядер, угловые моменты и энергии бомбардировки для заселения гипердеформированных состояний. Показано, что при высоких спинах кластерные состояния имеют достаточно длительные времена жизни для эмиссии вращательных 7-квантов. На основе кластерного подхода предложен новый метод идентификации гипердеформированных состояний.

9. С помощью кластерной модели слияния извлечены из экспериментальных данных вероятности выживания сверхтяжелых составных ядер. Показано, что энергия обо-лочечной поправки основного состояния ядра растет с увеличением атомного номера Z от Z=114 до 118 и соответственно следующая магическая протонная оболочка после Z = 82 имеет Z >120.

10. На основе модифицированной двухцентровой оболочечной модели предсказаны изотопические тенденции /^-изомерных состояний сверхтяжелых ядер. Впервые предсказаны а-распадные цепочки, проходящие через изомерные состояния.

11. Получено аналитическое выражение для пропагатора матрицы плотности общего квадратичного коллективного гамильтониана открытой квантовой системы, связанной линейно по координате и импульсу с одночастичными степенями свободы. Показано, что для времен, представляющих интерес при столкновении тяжелых ионов вблизи кулоновского барьера, матрица плотности практически диагональная, что показывает оправданность использования полуклассических методов. Зависимость декогеренции от времени кардинально зависит от выбора коэффициентов диффузии и трения. С квантовыми коэффициентами диффузии, сохраняющими неотрицательность матрицы плотности в любой момент времени, декогеренция увеличивается медленнее, чем в классическом случае, что приводит к большей проницаемости потенциального барьера в квантовом рассмотрении. Вычисления показывают, что диссипативные эффекты играют сложную роль в процессе туннелирования. Даны конкретные примеры, когда диссипация способствует проникновению через барьер.

12. Получены аналитические выражения, которые обобщают формулу Крамерса для скорости распада из метастабильного квантового состояния квантовой системы. Найдено, что с учетом квантового набора диффузионных коэффициентов скорость распада из метастабильного состояния больше, чем в классическом описании.

13. Формализм приведенной матрицы плотности применен для описания процесса захвата налетающего ядра ядром-мишени. Найдены оптимальные значения энергии налетающего ядра, приводящие к максимальным значениям вероятности захвата при разных значениях коэффициента трения и углового момента Ь. Не обнаружен эффект Ь-окна, предсказанный в классических моделях без учета статистических флуктуаций. Изучена роль статической деформации ядра-мишени или налетающего ядра-снаряда в процессе захвата при энергии ниже кулоновского барьера. С учетом вероятности захвата, получено достаточно хорошее описание сечений испарительных остатков в реакциях слияния при подбарьерных энергиях.

В заключении автор хотел бы выразить искреннюю благодарность Н. В. Антоненко, в соавторстве с которым проведены основные исследования. Считаю также своим долгом поблагодарить за сотрудничество своих коллег и соавторов А. В. Андреева, Ж.-П. Величко, В. В. Волкова, А. Диаз-Торреса, Р. В. Джолоса, А. С. Зубова, Ш. А. Каландарова, 3. Канокова, А. Н. Кузьмину, Р. А. Кузякина, С. Н. Куклина, Д. Лакруа, С. М. Лукьянова, А. К. Насирова, Ю. В. Пальчикова, Ю. Э. Пенионжкевича, В. В. Саргсяна, С. Хайнц, 3. Хофмана, Е. А. Черепанова, В. Шайда и Т. М. Шнейдмана. Я благодарю руководство Лаборатории Теоретической Физики им. Н. Н. Боголюбова за предоставленную возможность для выполнения исследований, результаты которых представлены в диссертации.

Список литературы диссертационного исследования доктор физико-математических наук Адамян, Гурген Григорьевич, 2013 год

Литература

[1] M.G.Itkis et al, Preprint JINR (Dubna, 1999), E15-99-248; Proc. 7th Int. Conf. on Clustering Aspects of Nuclear Structure and Dynamics, ed. M.Korolija, Z.Basrak, R.Caplar (World Scientific, Singapore, 2000) p.386; Proc. Int. Symposium on Exotic Nuclei, eds. Yu.E.Penionzhkevich and E.A.Cherepanov, World Scientific, Singapore, 2001, p. 143; Int. Conf. on Nuclear Physics at Border Lines, eds. G.Fazio et al., World Scientific, Singapore, 2002, p. 146; I.M.Itkis et al., Int. Conf. on Nuclear Physics at Border Lines, eds. G.Fazio et al., World Scientific, Singapore, 2002, p. 142; E.M.Kozulin et al., ibid, p. 157.

[2] G.N.Knyazheva et al., Phys. Rev. C 75, 064602 (2007).

[3] B.Heusch et al., Z. Phys. A 288, 391 (1978).

[4] C.Lebrun et al, Nucl. Phys. A 321, 207 (1979); B.Borderie et al., Z. Phys. A 299, 263 (1981).

[5] B.B.Back et al., Phys. Rev. Lett. 46, 1063 (1981); 50, 818 (1983); R.Bock et al., Nucl. Phys. A 388, 334 (1982); M.B.Tsang et al., Phys. Lett. B 129, 18 (1983); Z.Zheng et al., Nucl. Phys. A 422, 447 (1984); G.Guarino et al., Nucl. Phys. A 424, 157 (1984); P.Gippner et al., Phys. Lett. B 252, 198 (1990).

[6] J.Toke et al., Nucl. Phys. A 440, 327 (1985).

[7] W.Q.Shen et al., Phys. Rev. C 36, 115 (1987).

[8] Ch.Ngo, Progr. Part. Nucl. Phys. 16, 139 (1986).

[9] V.V.Volkov, Phys. Rep. 44, 93 (1978); Nuclear Reactions of Deep Inelastic Transfers, Energoizdat, Moscow, 1982.

[10] W.U.Schroder and J.R.Huizenga, in Treatise on Heavy-Ion Science, ed. D.A.Bromley, v. 2 (Plenum Press, New York, 1984) p. 115.

[11] R.T.de Souza, J.R.Huizenga, and W.U.Schroder, Phys. Rev. C 37, 1901 (1988); R.T.de Souza et al., Phys. Rev. C 39, 114 (1989).

[12] V.V.Volkov, in Treatise on Heavy-Ion Science, ed. D.A.Bromley, v. 8 (Plenum Press, New York, 1989) p. 255.

[13] J.Randrup, Nucl. Phys. A 307, 319 (1978); Nucl. Phys. A 327, 490 (1979).

[14] G.G.Adamian, A.K.Nasirov, N.V.Antonenko, R.V.Jolos, Phys. Part. Nucl. 25, 583 (1994).

[15] V.V.Volkov, Izv. AN SSSR ser. fiz. 50, 1879 (1986).

[16] N.V.Antonenko, E.A.Cherepanov, A.K.Nasirov, V.P.Permjakov, and V.V.Volkov, Phys. Lett. B 319 (1993) 425; Phys. Rev. C 51 (1995) 2635; V.V.Volkov, Particles and Nuclei 35, 797 (2004).

[17] G.G.Adamian, N.V.Antonenko, W.Scheid, Nucl. Phys. A 618, 176 (1997); G.G.Adamian, N.V.Antonenko, W.Scheid, V.V.Volkov, Nuovo Cimento A 110, 1143 (1997); Nucl. Phys. A 627, 361 (1997); Nucl. Phys. A 633, 409 (1998).

[18] G.G.Adamian, N.V.Antonenko, and W.Scheid, Phys. Rev. C 68, 034601 (2003).

[19] G.G.Adamian, N.V.Antonenko, A.S.Zubov, Phys. Rev. C 71, 034603 (2005).

[20] G.G.Adamian and N.V.Antonenko, Phys. Rev. C 72, 064617 (2005).

[21] R.V.Jolos, A.I.Muminov, and A.K.Nasirov, Eur. Phys. J. A 4, 245 (1999).

[22] E.A.Cherepanov, JINR Report No. E7-99-27, 1999.

[23] G.G.Adamian, N.V.Antonenko, W.Scheid, Nucl. Phys. A 678, 24 (2000).

[24] G.Giardina, S.Hofmann, M.I.Muminov, and A.K.Nasirov, Eur. Phys. J. A 8, 205 (2000).

[25] A.K.Nasirov et al., in Proc. of XIV Int. Workshop on Nuclear Fission Physics, Obninsk (1999), p. 251.

[26] A.Diaz-Torres, G.G.Adamian, N.V.Antonenko and W.Scheid, Phys. Rev. C 64, 024604 (2001).

[27] A.Diaz-Torres, G.G.Adamian, N.V.Antonenko, W.Scheid, Nucl. Phys. A 679, 410 (2001).

[28] W. von Oertzen, Z. Phys. A 342, 177 (1992).

[29] A.S.Zubov, G.G.Adamian, N.V.Antonenko, S.P.Ivanova, and W.Scheid, Phys. Rev. C 65, 024308 (2002); Physics of Atomic Nuclei 66, 218 (2003).

[30] G.G.Adamian, N.V.Antonenko, and W.Scheid, Phys. Rev. C 69, 014607 (2004); 69, 044601 (2004).

[31 [32

[33 [34 [35 [36

[37 [38

[39

[40 [41 [42 [43

[44

[45 [46 [47

G.G.Adamian, N.V.Antonenko, W.Scheid, Phys. Rev. C 69, 011601(R) (2004).

G.G.Adamian, N.V.Antonenko, S.P.Ivanova, W.Scheid, Nucí. Phys. A 646, 29 (1999); A.Diaz-Torres, N.V.Antonenko, W.Scheid, Nucí. Phys. A 652, 61 (1999); A.Diaz-Torres, G.G.Adamian, N.V.Antonenko, W.Scheid, Phys. Lett. B 481, 228 (2000); G.G.Adamian, N.V.Antonenko, A.Diaz-Torres, W.Scheid, Nucí. Phys. A 671, 233 (2000).

S.Hofmann, Rep. Prog. Phys. 61, 636 (1998).

S.Hofmann and G.Münzenberg, Rev. Mod. Phys. 72, 733 (2000).

Yu.Ts.Oganessian et ai, Eur. Phys. J A 5, 63 (1999); Phys. Rev. Lett. 83, 3154 (1999).

Yu.Ts.Oganessian et al., Phys. Rev. C 62, 041604(R) (2000); 63, 011301(R) (2001); 63, 021601 (2001); 69, 021601 (2004); 69, 054607 (2004); 70, 064609 (2004); 72, 034611 (2005); 74, 044602 (2006); Puré Appl. Chem. 78, 889 (2006); Phys. Rev. C 76, 011601 (R) (2007).

Yu.Ts.Oganessian, J. Phys. G 34, R165 (2007).

Yu.Ts.Oganessian et ai, Phys. Rev. Lett. 104, 142502 (2010); Phys. Rev. C 87, 014302 (2013).

W.Loveland et al., Phys. Rev. C 66, 044617 (2002); K.E.Gregorich et al., Phys. Rev. C 72, 014605 (2005).

A.B.Yakushev et al., Radiochim. Acta 91, 443 (2002). R.Eichler et ai, Nature 447, 72 (2007).

K.Morita et al., J. Phys. Soc. Jpn. 73, 2593 (2004); 76, 043201 (2007).

S.Hofmann et al., Eur. Phys. J. A 32, 251 (2007); S.Hofmann, Lect. Notes Phys. 764, 203

(2009).

G.G.Adamian, N.V.Antonenko, V.V.Sargsyan, and W.Scheid, Phys. Rev. C 81, 024604

(2010).

D.Lee et al., Phys. Rev. C 25, 286 (1982). D.Lee et al., Phys. Rev. C 27, 2656 (1983).

H.W.Gággeler et al., Phys. Rev. C 33, 1983 (1986).

D.C.Hoffman et al., Phys. Rev. C 31, 1763 (1985). A.Tiirler et al., Phys. Rev. C 46, 1364 (1992).

L.G.Moretto, G.J.Wozniak, Progress in Particle and Nuclear Physics 21, 401 (1988). L.G.Moretto, Phys. Lett. B 40, 185 (1972); Nucl. Phys. A 247, 211 (1975). L.G.Sobotka et al., Phys. Rev. Lett. 51, 2187 (1983).

D.N.Poenaru et al., J. Phys. 65, L169 (1979). G.Ademard et al., Phys. Rev. C 83, 054619 (2011).

R.Vandenbosch and J.R.Huizenga, Nuclear fission, N.Y., Acad. Press (1973). R.J.Charity et al., Nucl. Phys. A 483, 371(1988).

L.G.Sobotka et al., Phys. Rev. C 36, 2713 (1987); L. G. Sobotka, private communication. Y.Nagame et al., Nucl. Phys. A 510, 518 (1990). K.X.Jing et al., Nucl. Phys. A 645, 203 (1999).

E.Bonnet et al, Int. J. Mod. Phys. E 17, 2359 (2008).

J.-P.Wieleczko et ai, Acta Phys. Pol. B 40, 577 (2009); J.-P.Wieleczko et al., Proc. Int. Conf. on Nuclear Structure and Related Topics, Dubna (2009) p. 236.

Y.Futami et al., Nucl. Phys. A 607, 85 (1996).

W.F.W.Schneider et al., Nucl. Phys. A 371, 493 (1981).

J.Boger et al., Phys. Rev. C 49, 1597 (1994); J. Boger, J.M.Alexander, Phys. Rev. C 50, 1006 (1993).

I.Lombardo et al., Phys. Rev. C 84, 024613 (2011).

V.Weisskopf, Phys. Rev. 52, 295 (1937); V.Weisskopf and D.H.Ewing, Phys. Rev. 57, 472 (1940).

IO.A.My3biHKa h B.H.nycTbuibHHK, HO 45, 90 (1987); B.H.nycTbuibHHK, 3HA5I 31, 273 (2000).

M.Blann, Phys. Rev. C 21, 1770 (1980).

[69] А.В.Игнатюк, Статистические свойства возбужденных атомных ядер (М., Энер-гоатомиздат, 1983).

[70 [71 [72 [73

[74 [75 [76 [77

[78

[79

[80

[81

[82

[83 [84 [85 [86 [87

W.Hauser and H.Feshbah, Phys. Rev. 87, 366 (1952). A.J.Sierk, Phys. Rev. Lett. 55, 582 (1985). C.Beck et al., Phys. Rev. C 54, 227 (1996).

S.Gupta et al., Phys. Rev. C 61, 064613 (2000); A.Dey et al., Phys. Rev. C 76, 034608 (2007).

R.J.Charity et al., Nucl. Phys. A 476, 516 (1988). Sh.A.Kalandarov et al., Phys. Rev. C 84, 054607 (2011).

Sh.A.Kalandarov, G.G.Adamian, N.V.Antonenko, Phys. Rev. C 82, 044603 (2010).

Sh.A.Kalandarov, G.G.Adamian, N.V.Antonenko, AIP Conference Proceedings, 1304, 364 (2010).

Sh.A.Kalandarov, G.G.Adamian, N.V.Antonenko, Proceedings of Int. Conf. on Nuclear structure and related topics, Dubna (2009) p. 264.

Sh.A.Kalandarov, G.G.Adamian, N.V.Antonenko, W.Scheid, J.-P. Wieleczko, Acta Phys. Pol. В 42, 1039 (2011).

Sh.A.Kalandarov, G.G.Adamian, N.V.Antonenko, W.Scheid, Phys. Rev. C 83, 054611 (2011).

Sh.A.Kalandarov, G.G.Adamian, N.V.Antonenko, W.Scheid, J.-P. Wieleczko, Phys. Rev. C 84, 064601 (2011).

Sh.A.Kalandarov, G.G.Adamian, N.V.Antonenko, Proc. of the 2nd South Africa - JINR Symposium, Dubna (2010) p. 168.

M.Chartier et al., Phys. Rev. Lett. 77, 2400 (1996).

A.Korgul et al., Phys. Rev. C 77, 034301 (2008).

C.Mazzocchi et al., Phys. Rev. Lett. 98, 212501 (2007). A.N.Andreyev et al., Phys. Rev. C 73, 044324 (2006).

D.Vermeulen et al., Z. Phys. A 318, 157 (1984).

S] M.La Commara et al, Nucl. Phys. A 669, 43 (2000).

89] J.Gomez del Campo et al, Phys. Rev. С 57, R457 (1998).

90] W. von Oertzen and A. Vitturi, Rep. Prog. Phys. 64, 1247 (2001).

91] L.Corradi et al, Phys. Rev. С 59, 261 (1999);

92] L.Corradi et al., Phys. Rev. С 66, 024606 (2002); L.Corradi, G.Pollarolo, and S.Szilner, J. Phys. G: Nucl. Part. Phys. 36, (2009) 113101.

93] B. For паї et al., Phys. Rev. С 70, 064304 (2004); W.Krolas et al., Nucl. Phys. A 832, 170 (2010).

94] S.Lunardi, A IP Conference Proceedings, vol. 1120, 70 (2009).

95] M.Rejmund et al, Phys. Rev. С 76, 021304(R) (2007).

96] N.V.Antonenko, A.K.Nasirov, T.M.Shneidman, V.D.Toneev, Phys. Rev. С 57 (1998) 1832.

97] G.G.Adamian, N.V.Antonenko, D.Lacroix, Phys. Rev. С 82, 064611 (2010).

98] B.Lott et al., Phys. Rev. Lett. 68, 3141 (1992); S.P.Baldwin et al., Phys. Rev. Lett. 74, 1299 (1995); W.-U.Schroder, in Int. School-Seminar on Heavy-Ion Physics, Dubna, 1993, eds. Yu.Ts.Oganessian, Yu.E.Penionzhkevich, R.Kalpakchieva, Vol.2, p.166.

99] B.M.Quednau et al., Phys. Lett. В 309, 10 (1993).

100 101 102

103

104

105

106

107

108 109

V.Borrel et ai, Z. Phys. A 314, 191 (1983). J.F.LeColley et al., Phys. Lett. B 325, 317 (1994). B.J.Charity et al., Z. Phys. A 341, 53 (1991). D.Guerreau et al., Phys. Lett. B 131, 293 (1983).

F.Rami et al., Z. Phys. A 318, 239 (1984); Nucl. Phys. A 444, 325 (1985).

M.C.Mermaz et al., Phys. Rev. C 31, 1972 (1985); Nucl. Phys. A 441, 129 (1985).

V.Borrel et al., Z. Phys. A 324, 205 (1986).

F.Pougheon et al, Z. Phys. A 327, 17 (1987).

B.Borderie et al, Phys. Lett. B 205, 26 (1988).

L.Stuttge et al, Nucl. Phys. A 539, 511 (1992).

[110 [111 [112 [113

[114 [115 [116 [117 [118 [119 [120 [121 [122 [123 [124

[125 [126

[127 [128 [129 [130 [131

A.Sokolov et al., Nucl. Phys. A 562, 273 (1993).

D.Guillemaud-Mueller, Yu.E.Penionzhkevich et al., Z. Phys. A 332, 189 (1989). M.Notani et al, Phys. Lett. В 542, 49 (2002).

G.A.Souliotis, D.J.Morrissey, N.A.Orr, B.M.Sherrill, and J.A.Winger, Phys. Rev. С 46, 1383 (1992).

M.Lewitowicz et al, Phys. Lett. B332, 20 (1994). R.Pfaff et al., Phys. Rev. С 51, 1348 (1995). M.Mocko et al., Phys. Rev. С 74, 054612 (2006). O.B.Tarasov et al., Phys. Rev. С 75, 064613 (2007). K.Summerer et al., Phys. Rev. С 42, 2546 (1990).

H.J.Rose and G.A.Jones, Nature 307, 245 (1984).

Д.В.Александров, А.Ф.Беляцкий, Ю.А.Глухов и др., Письма в ЖЭТФ 40,152 (1984). А.Сэндулеску, В.Н.Поенару, В.Грайнер, ЭЧАЯ 11, 1334 (1980). Ю.М.Чувильский, Кластерная радиоактивность (МГУ, Москва, 1997). Ю.С.Замятнин и др., ЭЧАЯ 21, 537 (1990).

S.P.Tretyakova, A.A.Ogloblin in Proceedings International Symposium on Nuclei Clusters, edited by R.Jolos and W.Scheid (EP Systema, Debrecen, 2003).

A.Guglielmetti et al., Phys. Rev. С 56, R2912 (1997).

С.Г.Кадменский, С.Д.Кургалин и Ю.М.Чувильский Кластерные состояния атомных ядер и процессы кластернго распада, ЭЧАЯ 38, 1333 (2007).

L.Billard et al., Int. School-Seminar Heavy Ion Phys. (JINR, Dubna, 1989) p. 122.

Г.А.Пик-Пичак, ЯФ 44, 1421 (1986).

С.Г.Кадменский и др., Изв. АН СССР. Сер. физ. 50, 1786 (1986). R.Blendowske, T.Fliessbach, H.Walliser, Nucl. Phys. A464, 75 (1987). С.Н.Куклин, Г.Г.Адамян, Н.В.Антоненко, ЯФ 68, 1501 (2005).

1321 S.N.Kuklin, G.G.Adamian, N.V.Antonenko, Phys. Rev. C 71, 014301 (2005). 1331 R.K.Gupta, S.Singh, R.K.Puri, J. Phys. G 18, 1533 (1992).

1341 V.V.Volkov, E.A.Cherepanov, PEPAN, Letters, 10, 3 (2013); Preprint JINR E7-2012-95. 1351 T.M.Shneidman et al., Phys. Lett. B 526, 322 (2002); Phys. Rev. C 67, 014313 (2003). 1361 T.M.Shneidman et al., Phys. Rev. C 74, 034316 (2006).

1371 G.G.Adamian, N.V.Antonenko, R.V.Jolos, Yu.V.Palchikov and W.Scheid, Phys. Rev. C 67, 054303 (2003).

1381 G.G.Adamian et al., Phys.Rev. C 69, 054310 (2004).

1391 X.-L.Han and C.-L.Wu, At. Data Nucl. Data Tables 73, 43 (1999).

1401 C.E.Svensson et al., Phys. Rev. Lett. 82 (1999) 3400.

1411 T.Lauritsen et al., Phys. Rev. Lett. 89, 282501 (2002); T.Lauritsen et al., Phys. Rev. Lett. 88, 042501 (2002).

1421 T.L.Khoo et al., Phys. Rev. Lett. 76, 1583 (1996); G.Hackman et al., Phys. Rev. Lett. 79, 4100 (1997).

1431 D.P.McNabb et al., Phys. Rev. C 56, 2474 (1997); A.N.Wilson et al., Phys. Rev. Lett. 90, 142501 (2003).

1441 A.Lopez-Martens et al., Phys. Lett. B 380, 18 (1996); J.R.Hughes et al., Phys. Rev. C 50, R1265 (1994); K.Hauschild et al., Phys. Rev. C 55, 2819 (1997).

1451 R.G.Henry et al., Phys. Rev. Lett. 73, 777 (1994); T.Lauritsen et al., Phys. Rev. C 62, 044316 (2000); A. Lopez-Mar tens et al., Acta Phys. Pol. B 34, 2195 (2003).

1461 A.N.Wilson et al., Phys. Rev. C 54, 559 (1996); B.Crowell et al., Phys. Rev. C 51, R1599 (1995).

1471 P.Fallon et al., Phys. Rev. C 51, R1609 (1995); A.Korichi et al., Phys. Lett. B 345, 403 (1995); P.Willsau et al., Nucl. Phys. A 574, 560 (1994).

1481 D.Rossbach et al., Phys. Rev. C 66, 024316 (2002); D.Rossbach et al., Phys. Lett. B 513, 9 (2001); U.J.van Severen et al., Z. Phys. A 353, 15 (1995); S.Bouneau et al., Z. Phys. A 358, 179 (1997).

[149] I.Ragnarsson and S.Aberg, Phys. Lett. B 180, 191 (1986); E.Vigezzi, R.A.Broglia and T.Dossing, Phys. Lett. B 249, 163 (1990); Nucl. Phys. A 520, 179 (1990); T.L.Khoo et al, Nucl. Phys. A 557, 83 (1993).

150

151

152

153

154

155

156

157

158

159

160 161 162

163

164

165

S.Aberg, Phys. Rev. Lett. 82, 299 (1999); Nucl. Phys. A 649, 392 (1999).

C.A.Stafford and B.R.Barrett, Phys. Rev. C 60, 051305 (1999); D.M.Cardamone,

C.A.Stafford and B.R.Barrett, Phys. Rev. Lett. 91, 102502 (2003).

J.-Z.Gu and H.A.Weidenmiiller, Nucl. Phys. A 660, 197 (1999).

J.Libert, M.Girod, J.-P.Delaroche, Phys. Rev. C 60, 054301 (1999).

R.Kriicken, A.Dewald, P.von Brentano and H.A.Weidenmiiller, Phys. Rev. C 64, 064316 (2001).

Y.R.Shimizu, M.Matsuo and K.Yoshida, Nucl. Phys. A 682, 464c (2001); K.Yoshida, M.Matsuo and Y.R.Shimizu, Nucl. Phys. A 696, 85 (2001).

A.J.Sargeant et al., Phys. Rev. C 65, 024302 (2002); Phys. Rev. C 66, 064301 (2002).

A.Ya.Dzyublik and V.V.Utyuzh, Phys. Rev. C 68, 024311 (2003).

A.Dewald et al., J. of Phys. G 19, L117 (1993); R.Kriicken, A.Dewald, P.von Brentano,

D.Bazzacco and C.Rossi-Alvarez, Phys. Rev. C 54, 1182 (1996); R.Kuhn et al., Phys. Rev. C 55, R1002 (1997).

R.Kriicken et al., Phys. Rev. C 55, R1625 (1997); R.Kriicken, Phys. Rev. C 62, 061302(R) (2000); A.Dewald et al., Phys. Rev. C 64, 054309 (2001).

P.Fallon et al., Phys. Rev. Lett. 73, 782 (1994).

A.Korichi et al., Phys. Rev. Lett. 86, 2746 (2001).

A.Prevost et al., Eur. Phys. J. A 10, 13 (2001).

T.Nakatsukasa, K.Matsuyanagi, S.Mizotori and Y.R.Shimizu, Phys. Rev. C 53, 2213 (1996).

D.Pansegrau et al., Phys. Lett. B 484, 1 (2000); D.Gassmann et al., Phys. Lett. B 497, 181 (2001).

P.G.Thirolf and D.Habs, Prog. Part. Nucl. Phys. 49, 325 (2002).

166] О.Ф.Немец, В.Г.Неудачин, А.Т.Рудчик, Ю.Ф.Смирнов и Ю.М.Чувильский, Нуклон-ные ассоциации в атомных ядрах и ядерные реакции многонуклонных передач (Наукова Думка, Киев, 1988).

167] V.G.Kartavenko, K.A.Gridnev, and W.Greiner, Int. J. Mod. Phys. E 7, 449 (1998); V.G.Kartavenko, K.A.Gridnev, J.Maruhn, and W.Greiner, Phys. Atom. Nucl. 66, 1439 (2003).

168] M.Freer and A.C.Merchant, J. Phys. G 23, 261 (1997).

169] H.Horiuchi and Y.K.Kanada-En'oy, Nucl. Phys. 616, 394 (1997).

170] S.Áberg and L.-O.Jonsonn, Annu. Rev. Nucl. Part. Sci. 40, 439 (1990); S.Áberg, Nucl. Phys. A 557, 17 (1993); Z. Phys. A 349, 205 (1994).

171] G.G.Adamian, N.V.Antonenko, R.V.Jolos, S.P.Ivanova, and A.K.Nasirov, in Int. Conf. on Nuclear Structure and Nuclear Reactions at Low and Intermediate Energies (E4-93-58, Dubna, 1993) p.217.

172] G.G.Adamian, N.V.Antonenko, R.V.Jolos, S.P.Ivanova, and O.I.Melnikova, Int. J. Mod. Phys. E 5, 191 (1996).

173] S.Cwiok, W.Nazarewicz, J.X.Saladin, W.Plóciennik, and A.Johnson, Phys. Lett. В 322, 304 (1994).

174] V.V.Pashkevich et al., Nucl. Phys. A 624, 140 (1997); Yu.V.Pyatkov, G.G.Adamian, N.V.Antonenko, and V.G.Tishchenko, Nucl. Phys. A 611, 355 (1996).

175] T.M.Shneidman, G.G.Adamian, N.V.Antonenko, S.P.Ivanova, and W.Scheid, Nucl. Phys. A 671, 119 (2000).

176] B.Buck, A.C.Merchant, and S.M.Perez, Phys. Rev. С 61, 014310 (2000).

177] J.Dudek, T.Werner, and L.L.Riedinger, Phys. Lett. В 211, 252 (1988).

178] A.Galindo-Uribarri et al, Phys. Rev. Lett. 71, 231 (1993); G.Viesti et al., Phys. Rev. С 51, 2385 (1995); D.R.LaFosse et al., Phys. Rev. Lett. 74, 5186 (1995).

179] D.R.LaFosse et al., Phys. Rev. С 54, 1585 (1996); M.Lunardon et al., Phys. Rev. С 56, 257 (1997); M.AÍche et al, Eur. Phys. J. A 6, 121 (1999); V.Rizzi et al, Eur. Phys. J. A 7, 299 (2000).

180] N.Cindro, J. Phys. G 4, L23 (1978); N.Cindro and W.Greiner, J. Phys. G 9, L175 (1983).

[181] W.Greiner, J.Y.Park, and W.Scheid, Nuclear Molecules (World Scientific, Singapore, 1995).

[182] S.J.Sanders, A.Szanto de Toledo, and C.Beck, Phys. Rep. 311, 487 (1999); C.Beck et al, in Int. Conf. on Nuclear Reactions, Varenna, Italy, 2000 (Ricerca Scientifica ed Educazione Permanente, 2000) p.407.

[183] R.Nouicer et al., Phys. Rev. C 60, 041303 (1999).

[184] B.B.Buck, H.C.Britt, J.D.Garett, and O.Hansen, Phys. Rev. Lett. 28, 1707 (1972); A.Krasznahorkay et al., Phys. Lett. B 461, 15 (1999); Phys. Rev. Lett. 80, 2073 (1998).

[185] F.F.Baumann and K.Th.Brinkmann, Nucl. Phys. A 502, 271 (1989).

[186] Aa.Winther, in Int. Conf. on Nucl. Dynamics at Long and Short Distances, eds. H.Dias, A.S. de Toledo, A.Gattone, E.Maqueda (World Scientific, Singapore, 1997) p.122; S.Äberg, L.-O.Jönsonn, L.B.Karlsson, and I.Ragnarsson, Z. Phys. A 358, 269 (1997).

[187] S.Royer and F.Haddad, J. Phys. G 21, 339 (1995).

[188] A.Sobiczewski, F.A.Gareev, and B.N.Kalinkin, Phys. Lett. B 22, 500 (1966); W.D.Myers and W.J.Swiatecki, Nucl. Phys. 81, 1 (1966); H.Meldner, Ark. Fys. 36, 593 (1967); S.G.Nilsson et al, Nucl. Phys. A 115, 545 (1968); U.Mosel and W.Greiner, Z. Phys. A 222, 261 (1969); F.O.Fiset and R.J.Nix, Nucl. Phys. A 193, 647 (1972); P.Möller, S.G.Nilsson, and R.J.Nix, Nucl. Phys. A 229, 292 (1974); J.Randrup et al., Phys. Rev. C 13, 229 (1976); P.Möller and R.J.Nix, J. Phys. G 20, 292 (1994); A.Sobiczewski, Physics of Particles and Nuclei 25, 295 (1994); R.Smolanczuk, J.Skalski, and A.Sobiczewski, Phys. Rev. C 52 (1995) 1871; I.Muntian, Z.Patyk, and A.Sobiczewski, Acta. Phys. Pol. B 32, 691 (2001); 34, 2141 (2003); A.Parkhomenko, I.Muntian, Z.Patyk, and A.Sobiczewski, Acta. Phys. Pol. B 34, 2153 (2003); A.Sobiczewski and K.Pomorski, Prog. Part. Nucl. Phys. 58 (2007) 292.

[189] P.Möller and R.Nix, At. Data Nucl. Data Tables 39, 213 (1988).

[190] P.Möller et al., J.R.Nix, W.D.Myers, W.J.Swiatecki, At. Data Nucl. Data Tables 59, 185 (1995).

[191] I.Muntian, S.Hofmann, Z.Patyk, and A.Sobiczewski, Acta Phys. Pol. B 34, 2073 (2003); Phys. Atom. Nucl. 66, 1015 (2003).

[192] A.Parkhomenko and A.Sobiczewski, Acta Phys. Pol. B 36, 3095 (2005).

[193] K.Rutz et al, Phys. Rev. С 56, 238 (1997); J.Decharge et al., Phys. Lett. В 451, 275 (1999); M.Bender et al, Phys. Rev. С 60, 034304 (1999); A.T.Kruppa et al, Phys. Rev. С 61, 034313 (2000); M.Bender et al, Phys. Lett. В 515, 42 (2001); P.G.Reinhard, Rep. Prog. Phys. 52, 439 (1989); P.Ring, Prog. Part. Nucl. Phys. 37 (1996) 193; S.Cwiok et al Nucl. Phys. A 611, 211 (1996); M.Bender, P.H.Heenen, and P.G.Reinhard, Rev. Mod. Phys. 75, 121 (2003).

194

195

196

197

198

199

200

201

202

203

204

205

206

207

208 209

K.A.Gridnev et al, Eur. Phys. J. A 25, 609 (2005).

R.-D.Herzberg and P.T.Greenlees, Prog. Part. Nucl. Phys. 61, 674 (2008).

F.P.Hessberger et al, Eur. Phys. J. A 30, 561 (2006).

F.P.Hessberger et al, Eur. Phys. J. A 43, 175 (2010).

F.P.Hessberger et al, Eur. Phys. J. A 26, 233 (2005); F.P.Hessberger et al, Eur. Phys. J. A 41, 145 (2009).

V.G.Soloviev, Theory of Complex Nuclei (Pergamon Press, Oxford, 1976).

S.P.Ivanova, A.L.Komov, L.A.Malov, and V.G.Soloviev, Physics of Particle and Nuclei 7, 450 (1976); V.G.Soloviev, A.V.Sushkov, and N.Yu.Shirikova, Sov. J. Nucl. Phys. 54, 748 (1991).

S.G.Nilsson and I.Ragnarsson, Shapes and Shells in Nuclear Structure (Cambridge University Press, Cambridge 1995).

A.Parkhomenko and A.Sobiczewski, Acta Phys. Pol. В 36, 3115 (2005); 35, 2447 (2004). J.Maruhn and W.Greiner, Z. Physik 251, 431 (1972).

G.G.Adamian, N.V.Antonenko, W.Scheid, Phys. Rev. С 81, 024320 (2010). G.G.Adamian, N.V.Antonenko, S.N.Kuklin, W.Scheid, Phys. Rev. С 82, 054304 (2010).

G.G.Adamian, N.V.Antonenko, S.N.Kuklin, B.N.Lu, L.A.Malov, S.G.Zhou, Phys. Rev. С 84, 024324 (2011).

H.Н.Боголюбов, Избранные труды в трех томах (Киев: Наукова Думка, 1971).

G.Lindblad, Commun. Math. Phys. 48, 119 (1976); Rep. on Math. Phys. 10, 393 (1976).

H.Dekker, Phys. Rep. 80, 1 (1981).

[210] A.O.Caldeira and A.J.Leggett, Physica A 121, 587 (1983); Ann. Phys. 149, 374 (1983); Phys. Rev. Lett. 46, 211 (1981); Phys. Rev. Lett. 48, 1571 (1982).

[211] N.G.van Kampen, Stochastic Processes in Physics and Chemistry (Amsterdam: North-Holland, 1981).

[212] V.V.Dodonov, O.V.Man'ko, V.I.Man'ko, J. of Russian Laser Research 16, 1 (1995); V.V.Dodonov and V.I.Man'ko, Proc. Lebedev Phys. Inst, of Sciences, V. 167, (New York: Nova Science, Commack, 1987).

[213] H.Grabert, P.Schramm, G.-L.Ingold, Phys. Rep. 168, 115 (1988); P.Talkner, Ann. Phys. 167, 390 (1986).

[214] C.W.Gardiner, Quantum Noise (Berlin: Springer, 1991).

[215] A.Sandulescu and H.Scutaru, Ann. Phys. (N.Y.) 173, 277 (1987).

[216] A.Isar, A.Sandulescu, H.Scutaru, E.Stefanescu and W.Scheid, Intern. J. Mod. Phys. A 3, 635 (1994).

[217] Yu.L.Klimontovich, Statistical Theory of Open Systems (Dordrecht: Kluwer Academic Publishers, 1995).

[218] D.Zubarev, V.Morozov, G.Röpke, Statistical Mechanics of Nonequilibrium Processes (Berlin: Akademie Verlag, 1997).

[219] U.Weiss, Quantum Dissipative Systems (Singapore: Wold Scientific, 1999).

[220] G.G.Adamian, N.V.Antonenko and W.Scheid, Nucl. Phys. A 645, 376 (1999).

[221] Z.Kanokov et al., Phys. Rev. E 71, 016121 (2005); Yu.V.Palchikov et al., Phys. Rev. E 71, 016122 (2005); Sh.A. Kalandarov et al., Phys. Rev. E 74, 011118 (2006); Phys. Rev. E 75, 031115 (2007).

[222] P.Fröbrich, Phys. Rep. 116, 337 (1984).

[223] r.A-AfleeB u dp., 3HA5I 19, 1229 (1988). PA-AfleeB u dp., 3HA5I 23, 1572 (1992).

[224] H.H.roHnap, 3HAH 23, 932 (1995).

[225] PA-AfleeB u dp., 3HA5I 36, 1229 (2005) 731.

[226] A>K.0.Hbi0T0H, 3HA5I 21, 821 (1990).

[227] C.T.BejmeB h B.F.3ejieBHHCKHH, Y<DH 147, 210 (1985).

[228] G.G.Adamian, N.V.Antonenko, W.Scheid, Phys. Lett. A 244, 482 (1998).

[229] G.G.Adamian, N.V.Antonenko, W.Scheid, Phys. Lett. A 260, 39 (1999).

[230] Yu.V.Palchikov, G.G.Adamian, N.V.Antonenko and W.Scheid, J. Phys. A: Math. Gen. 33, 4265 (2000).

[231] Yu.V.Palchikov, G.G.Adamian, N.V.Antonenko and W.Scheid, Physica A 316, 297 (2002).

[232] В.В.Саргсян, А.С.Зубов, З.Каноков, Г.Г.Адамян, Н.В.Антоненко, ЯФ 72, 459 (2009).

[233] N.V.Antonenko and R.V.Jolos, Sov. J. Nucí. Phys. A 50, 98 (1989); Z. Phys. A 338, 423 (1991).

[234] G.G.Adamian, N.V.Antonenko, R.V.Jolos, A.K.Nasirov, Nucí. Phys. A 551, 321 (1993).

[235] V.A.Chepurnov, Sov. J. Nucí. Phys. 6, 955 (1967).

[236] G.G.Adamian, R.V.Jolos and A.K.Nasirov, Sov. J. Nucí. Phys. 55, 366 (1992).

[237] A.M.Wapstra and G.Audi, Nucí. Phys. A 432, 1 (1985).

[238] G.G.Adamian, N.V.Antonenko, R.V.Jolos, S.P.Ivanova, O.I.Melnikova, Int. J. Mod. Phys. E 5, 191 (1996).

[239] А.Б.Мигдал, Теория конечных ферми-систем и свойства атомных ядер (Наука, Москва, 1983).

[240] S.A.Fayans, S.V.Tolokonnikov, E.L.Trykov, and D.Zawischa, Nucl. Phys. A 676, 49 (2000); S.V.Tolokonnikov and E.E.Saperstein, Phys. Atom. Nucl. 73, 1684 (2010); E.E.Saperstein and S.V.Tolokonnikov, Phys. Atom. Nucl. 74, 1277 (2011).

[241] A.Krasznahorkay et al, Phys. Rev. Lett. 80, 2073 (1998); P.G.Thirolf and D.Habs, Prog. Part. Phys. 49, 325 (2002).

[242] J.F.Berger, M.Girod and D.Gogny, Nucl. Phys. A 502, 85c (1989); M.K.Pal, Nucl. Phys. A 556, 201 (1993); K.Rutz et al., Nucl. Phys. A 590, 680 (1994); A.Sobiczewski et al., Nucl. Phys. A 473, 77 (1987); V.V.Pashkevich, Nucl. Phys. A 169, 275 (1971); P.Moller, S.G.Nilsson and R.K.Sheline, Phys. Lett. В 40, 329 (1972).

[243] V.M.Strutinsky, 2nd Int. Symposium on Physics and Chemistry of Fission (IAEA, Vienna, 1969) p.155.

[244] H.A.Kramers, Physica VII 4, 284 (1940); V.M.Strutinsky, Phys. Lett. B 47, 121 (1973).

[245] P.Grange et al., Phys. Rev. C 27, 2063 (1983); P.Grange, Nucl. Phys. A 428, 37c (1984).

[246] P.Frobrich and G.R.Tillack, Nucl. Phys. A 540, 353 (1992).

[247] I.I.Gonchar and G.I.Kosenko, Sov. J. Nucl. Phys. 53, 133 (1991).

[248] A.V.Andreev et al., to be published.

[249] P.D.Wilkins, E.P.Steinberg and R.R.Chasman, Phys. Rev. C 14, 1832 (1976).

[250] A.Bohr and B.Mottelson, Nuclear structure, vol.2 (W.A.Benjamin, New York, Amsterdam, 1974).

[251] S.Raman, C.W.Nester and P.Tikkanen, Atomic Data and Nuclear Data Tables 78, 1 (2001).

[252] D.J.Hinde, D.Hilscher and H.Rossner, Nucl. Phys. A 502, 497c (1989).

[253] V.E.Viola, Nucl. Data Tables A 1, 391 (1966); V.E.Viola, K.Kwiatkowski and M.Wolker, Phys. Rev. C 31, 1550 (1985).

[254] J.P.Unik et al., Int. Conf. on Physics and Chemistry of fission (IAEA, Vienna, 1974) p.19.

[255] Y.Aritomo and M.Ohta, Proc. Symposium on Nuclear Clusters, eds. R. Jolos and W.Scheid (EP Systema, Debrecen, 2003) p.391.

[256] V.S.Barashenkov et al., Nucl. Phys. A 206, 131 (1973).

[257] G.G.Adamian et al., Phys. Rev. C 62, 064303 (2000).

[258] H.W.Gaggeler et al., Nucl. Phys. A 502, 561 (1989).

[259] J.V.Kratz, A.E.Norris, and G.T.Seaborg, Phys. Rev. Lett. 33, 502 (1974).

[260] G.G.Adamian, N.V.Antonenko, V.V.Sargsyan, and W.Scheid, Phys. Rev. C 81, 057602 (2010).

[261] G.G.Adamian, N.V.Antonenko, V.V.Sargsyan, W.Scheid, and A.S.Zubov, Phys. Rev. C 82 017601 (2010).

[262] D.L.Hill and J.A.Wheeler, Phys. Rev. 89, 1102 (1953).

[263] A.S.Zubov, G.G.Adamian, N.V.Antonenko, S.P.Ivanova, W.Scheid, Phys. Rev. С 68, 014616 (2003).

[264 [265 [266 [267 [268 [269 [270 [271 [272 [273 [274

[275 [276 [277

[278 [279 [280 [281 [282

[283 [284

R.Bass, Phys. Rev. Lett. 39, 265 (1977). J.-P.Wieleczko, private communication.

G.G.Adamian, N.V.Antonenko, W.Scheid, A.S.Zubov, Phys. Rev. С 78, 044605 (2008).

Yu.E.Penionzhkevich, G.G.Adamian, and N.V.Antonenko, Phys. Lett. В 621, 119 (2005).

Yu.E.Penionzhkevich, G.G.Adamian, and N.V.Antonenko, Eur. Phys. J. A 27, 187 (2006).

S.Szilner et al, Phys. Rev. С 71, 044610 (2005).

E.Vigezzi and A.Winther, Ann. Phys. (NY) 192, 432 (1989);

L.Corradi et al, Phys. Rev. С 49, 2875(R) (1994).

W.Loveland, Phys. Rev. С 76, 014612 (2007); ibid 75, 069801 (2007).

M.B.Tsang et al. Phys. Rev. C76, 041302(R) (2007).

G.G.Adamian, N.V.Antonenko, S.M.Lukyanov, and Yu.E.Penionzhkevich, Phys. Rev. С 78, 024613 (2008).

B.Г.Носов, ЖЭТФ 33, 226 (1957); 39, 141 (1960). P.Frôman, Mat.-Fys.Skr.Dan.Vid.Selsk. 1, 3 (1959).

C.Г.Кадменский и В.И.Фурман, Альфа-распад и родственные ядерные реакции (Энергоиздат, Москва, 1985).

G.G.Adamian, N.V.Antonenko, R.V.Jolos, Nucl. Phys. A 584, 205 (1995).

Б.Н.Захарьев, В.M.Чабанов, Послушная квантовая механика (ИКИ, Москва, 2002).

T.Rumin, K.Hagino, N.Takigawa, Phys. Rev. С. 63, 044603 (2001).

С.Н.Куклин, Г.Г.Адамян, Н.В.Антоненко, ЯФ 71, 1788 (2008).

A.V.Andreev, G.G.Adamian, N.V.Antonenko, S.P.Ivanova, S.N.Kuklin, W.Scheid, Phys. of Atomic Nuclei 70, 1649-1653 (2007).

K.Van de Vel et al, Phys. Rev. С 68, 054311 (2003).

A.N.Andreev et al, Phys. Rev. С 74, 064303 (2006).

[285 [286 [287 [288 [289 [290 [291

[292 [293 [294 [295 [296 [297 [298 [299 [300

[301 [302 [303 [304 [305 [306 [307

http://www.nndc.bnl.gov/.

W.Satula, R.Wyss, Phys. Scr. T6, 159 (1995).

H.De Witte et al, Phys. Rev. Lett. 98, 112502 (2007).

T.E.Cocolios et al, Phys. Rev. Lett. 106, 052503 (2011).

N.Fotiades et al, Phys. Rev. С 55, 1724 (1997).

M.Bender, P.Bonche, T.Duguet, P.H.Heenen, Phys. Rev. С 69, 064303 (2004).

S.N.Kuklin, T.M.Shneidman, G.G.Adamian, N.V.Antonenko, Eur. Phys. J. A 48, 112 (2012).

D.U.Poenaru et al, At. Data and Nucl. Data Tables 34, 423 (1986). D.N.Poenaru et al., Atomic Data and Nuclear Data Tables 48, 231 (1991).

A.Bohr and B.R.Mottelson, Nuclear Structure, vol. II, (Benjamin, New York, 1975). G.G.Adamian et al., Acta Phys. Pol. В 34, 2147 (2003).

Т.Dossing and E.Vigezzi, Nucl. Phys. A 587, 13 (1996). J.G.Keller et al., Nucl. Phys. A 452, 173 (1986).

G.G.Adamian, N.V.Antonenko, N.Nenoff, and W.Scheid, Phys. Rev. С 64 (2001) 014306. W.D.Myers and W.J.Swiatecki, Nucl. Phys. A 601, 141 (1996).

G.G.Adamian, N.V.Antonenko, and W.Scheid, Acta Phys. Pol. B, 40, 759 (2009); AIP Conf. Proc. 1165, 136 (2009).

H.L.Hall et al., Phys. Rev. С 39, 1866 (1989). P.T.Greenlees et al., Phys. Rev. С 78, 021303(R) (2008).

B.Sulignano et al., Eur. Phys. J. A 33, 327 (2007). D.Peterson et al, Phys. Rev. С 74, 014316 (2006).

I.Muntian, Z.Patyk, and A.Sobiczewski, Phys. Lett. В 500, 241 (2001). S.Hofmann et al, Eur. Phys. J. A 10, 5 (2001).

J.Gates et al, Phys. Rev. С 77, 034603 (2008).

[308] H.B.Jeppesen et al, Phys. Rev. C 79, 031303(R) (2009).

[309] G.M.Ter-Akopian et al, Nucl. Phys. A 255, 509 (1975).

[310] F.P.Hessberger et al, Z. Phys. A 359, 415 (1997).

[311] R.Smolanczuk, J.Skalski, and A.Sobiczewski, Phys. Rev. C 52, 1871 (1995).

[312] F.R.Xu, E.G.Zhao, R.Wyss, and P.M.Walker, Phys. Rev. Lett. 92, 252501 (2004).

[313] A.S.Zubov, G.G.Adamian, N.V.Antonenko, S.P.Ivanova, and W.Scheid, Eur. Phys. J. A 23, 249 (2005).

[314] S.Goriely, N.Chamel, and J.M.Pearson, Phys. Rev. Lett. 102, 152503 (2009); http://www-ast ro. ulb. ac. de/ Html/masses. html.

[315] C.Samanta, P.Roy Chowdhury, and D.N.Basu, Nucl. Phys. A789, 142 (2007).

[316] P.Roy Chowdhury, C.Samanta, and D.N.Basu, At. Data Nucl. Data Tables 94, 781 (2008).

[317] F.A.Gareev, S.P.Ivanova, L.A.Malov, and V.G.Soloviev, Nucl. Phys. A171, 434 (1971).

[318] F.P.Hessberger et al, Eur. Phys. J. A 12, 57 (2001).

[319] S.Cwiok, S.Hofmann, and W.Nazarewicz, Nucl. Phys. A573, 356 (1994).

[320] A.Chatillon et al, Eur. Phys. J. A 30, 397 (2006).

[321] S.Ketelhut et al, Phys. Rev. Lett. 102, 212501 (2009).

[322] I.Ahmad, R.R.Chasman, and P.R.Fields, Phys. Rev. C 61, 044301 (2000).

[323] G.G.Adamian, N.V.Antonenko, and V.V.Sargsyan, Phys. Rev. C 79 (2009) 054608.

[324] E.G.Harris, Phys. Rev. A 48, 995 (1993).

[325] K.Fujikawa, S.Iso, M.Sasaki and H.Suzuki, Phys. Rev. Lett. 68, 1093 (1992).

[326] S.Baskoutas and A.Jannussis, J. Phys. A: Math. Gen. 25, L1299 (1992).

[327] G.W.Ford, J.T.Lewis and R.F.O'Connel, Phys. Lett. A 158, 367 (1991).

[328] M.Razavy and A.Pimpale, Phys. Rep. 168, 305 (1988); M.Razavy, Phys. Rev. A 41, 6668 (1990).

[329] A.Widom and T.D.Clark, Phys. Rev. Lett. 48, 63 (1982); Phys. Rev. Lett. 48, 1571 (1982); Phys. Rev. B 30, 1205 (1984).

[330 [331 [332 [333

[334 [335 [336 [337 [338

[339

[340 [341 [342 [343 [344 [345 [346 [347 [348

[349 [350

R.Bruinsma and Per Bak, Phys. Rev. Lett. 56, 420 (1986).

W.T.Strunz, J. Phys. A: Math. Gen. 30, 4053 (1997).

P.Hanggi, P.Talkner, and M.Borkovec, Rev. Mod. Phys. 62, 251 (1990).

A.M.van den Brink and H.Dekker, Phys. Rev. E 49, 2559 (1994); Physica A 237, 515 (1997).

V.I.Melnikov and S.V.Meshkov, J. Chem. Phys. 85, 1018 (1986). A.K.Rajagopal, Phys. Lett. A 228, 66 (1997). S.Gao, Phys. Rev. Lett. 79, 3101 (1997). L.Diosi, Europhys. Lett. 22, 1 (1993).

V.V.Dodonov and V.I.Man'ko, in Group Theoretical Methods in Physics, Vol. 2, ed. M.A.Markov (Nauka, Moscow, 1983).

N.V.Antonenko, S.P.Ivanova, R.V.Jolos, and W.Scheid, J. Phys. G: Nucl.Part.Phys. 20, 1447 (1994).

A.Bulgac, Do G.Dang, and D.Kusnezov, Phys. Rev. E 58, 196 (1998). S.A.Adelman, J. Chem. Phys. 64, 124 (1976). R.Karrlein and H.Grabert, Phys. Rev. E 55, 153 (1997).

G.J.Papadopoulos, J. Phys. A: Math. Gen. 23, 935 (1990). V.V.Dodonov and D.E.Nikonov, J. of Soviet Laser Research 12 461 (1991).

H.Hofmann, Phys. Rep. 284, 137 (1997). N.Gisin, Physica A 111, 364 (1980).

P.Ao and D.J.Thouless, Phys. Rev. Lett. 72, 132 (1994).

K.H.Schmidt and W.Morawek, Rep. Prog. Phys. 1991. V. 54. P. 949; K.H.Schmidt et ai, in Proc. of Symposium on Physics and Chemistry of Fission (Vienna: IAEA, 1980) p. 409.

C.-C.Sahm et al., Nucl. Phys. A 441, 316 (1985).

J.Gilat, Phys. Rev. C 1, 1432 (1970).

[351] V.S.Barashenkov and V.D.Toneev, High Energy Interaction of Particles and Nuclei with Atomic Nuclei (M.: Atomizdat, 1972).

O.V.Grusha et al., Nucl. Phys. A 429, 313 (1984).

O.V.Grusha, S.P.Ivanova, Yu.N.Shubin, VANT. Nuclear Constants 1, 36 (1987).

E.A.Cherepanov, A.S.Iljinov, M.V.Mebel, J. Phys. G 9, 931 (1983); E.A.Cherepanov, in Proc. Int. Symp. on In-Beam Nuclear Spectropscopy (Debrecen, 1984) p.499; E.A.Cherepanov and A.S.Iljinov, Nucleonika 25, 611 (1980).

A.V.Ignatyuk, K.K.Istekov, G.N.Smirenkin, Sov. J. Nucl. Phys. 29, 875 (1975).

A.S.Iljinov et al, Nucl. Phys. A 543, 517 (1992).

A.J.Sierk, Phys. Rev. C 33, 2039 (1986).

F.P.Hessberger, Phys. Rev. D 45, 33 (2007).

G.Munzenberg et al, Z. Phys. A 302, 7 (1981). P.Cagarda, Ph.D. thesis (Bratislava: Comenius University, 2002).

F.P.Hessberger et al, GSI Scientific Report. GSI 87-1, 17 (1986). M.Nurmia et al., Phys. Lett. B 26, 78 (1967).

G.N.Akapiev et al, Atom. Ener. 21, 243 (1966). K.Nishio et al, JAERI-Rewiew. 27, 39 (2004).