Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Некоторые аспекты астрофизики :
1. Нуклеосинтез во вселенной:
s - процесс.
г - процесс.
гр - процесс.
2. Проблема солнечных нейтрино:
Хлорный детектор .
Галлиевый детектор.
Детектор KAMIOKANDE .
Бромовый детектор.
Глава 2. Методы получения экзотических ядер.
Глава 3. Методы получения вторичных радиоактивных пучков.
Глава 4. Описание установки IGISOL:
Схема установки.
Остановка ионов в газе .
Некоторые аспекты газодинамики
Сохранение ионов в газе .
Off-line тестирование газовой ячейки.
Глава 5. Оп-Нпе эксперименты:
Введение.
Экспериментальные методы.
Результаты экспериментов:
А = 80.
А = 81.
А = 84.
А = 85.
А = 86.
Заключение.
Литература
Введение к работе
Одним из основных мотивов развития физики ядра становится задача осознания богатства всей таблицы нуклидов как ступенек в творении окружающего мира. В настоящее время мы можем судить о том, как устроена Вселенная вплоть до масштабов расстояний порядка 15 млрд световых лет. То, что мы видим - это области очень компактной концентрации материи (горящие и угасшие звезды вместе с планетными системами, объединенными в галактики) и огромные пространства "пустоты" между ними, заполненнные излучением и нейтрино. Вещество концентрируется в звездах и планетах, главным образом, в виде атомных ядер химических элементов с различным числом Z протонов и N нейтронов от водорода до урана. Все разнообразие ядерного состава Вселенной сводится примерно к 300 нуклидам, и современный уровень науки позволяет описать историю появления этих нуклидов и их распространенность. Радиоактивные ядра, резонансные состояния ядер - не просто шлейф отходов при работе звездных реакторов, взрывов звезд, а необходимые "станции ожидания" для генерации стабильных ядер [1].
Ядерная астрофизика и ядерная физика развиваются рука об руку. Первая формулирует проблемы и находит ответы во второй в экспериментах, проводимых в лабораторных условиях. В то же время, исследования ядер, лежащих в области границы нуклонной стабильности, сформировали в последние годы актуальное направление исследований - физику ядер с экзотической структурой. Современная ядерная физика движется в сторону исследования свойств ядерной материи во все более экстремальных условиях: очень малого времени жизни, высокой плотности, высокой температуры, высокой степени ионизации, состояниям с большими угловыми моментами, то есть условиях, возникающих в астрофизической среде.
Возможности для таких экспериментов значительно расширились с использованием пучков радиоактивных ядер. Это направление исследований стимулировало в свого очередь строительство новых уникальных ускорителей, создание новых экспериментальных методов детектирования продуктов реакций и развитие прецизионной техники детектирования отдельных атомов, измерение масс ядер с точностью Дпт/m — 10" . Эксперименты с пучками ядер, ускоренных до энергии порядка нескольких ГэВ, признаются одним из наиболее перспективных путей исследования основных свойств экзотических радиоактивных ядер.
Развитие техники эксперимента привело ко многим открытиям в областях, близких к границам нуклон ной устойчивости, представляющих интерес, как для ядерной физики, так и для астрофизики.
• Обнаружены новые типы радиоактивного распада - протонная, двупротоннная и кластерная радиоактивности.
• Открыты ядерные состояния за границами нуклонной стабильности, проявляющиеся в виде резонансных состояний.
• Обнаружены гало-ядра - состояния ядерной материи, при которых нейтронное облако простирается на расстояния большие, чем радиус ядра, определяемый формулой R=1.3A1/3.
• Открыты новые сверхтяжелые ядра, существенно расширившие границы известных химических элементов.
• Получили подтверждение магические числа долины стабильности, в то же время были обнаружены случаи, когда эти магические числа «размываются» за пределами этой долины.
• Обнаружены новые области деформированных ядер.
В то же время, многие проблемы ждут своего решения. • Остается открытым вопрос о том, как меняется нуклон-нуклонное взаимодействие в ядерной среде с необычным нуклонным составом.
• Новые экспериментальные результаты поставили перед теорией проблему - насколько надежно можно экстраполировать параметры моделей, полученные для ядер долины стабильности, в область ядер, сильно перегруженных протонами или нейтронами. Известны случаи, когда такая экстраполяция оказывается несостоятельной.
• Исследование свойств полностью ионизованных атомов выявило ряд новых проблем в астрофизических исследованиях.
Как видно, изучение структуры ядер вызывает несомненный и глубокий интерес у ядерной астрофизики. Для описания особенностей протекания процессов нуклеосинтеза необходима информация о временах жизни, массах ядер, знание схем распада, сечений захвата нуклонов, вероятности испускания запаздывающих частиц для нуклидов, занимающих весьма обширные области на нуклид ной карте. В то же время, имеются области нуклидов и отдельные ядра, которые играют ключевую роль в описании тех или иных астрофизических процессов. К ним относятся нуклиды, располагающиеся непосредственно на пути этих процессов. Расчет пути процессов основывается на использовании "сетки" данных [2], полученных из анализа свойств нуклидов и сечений реакций захвата, ответственных за протекание процессов. В случае взрывных процессов (г и гр) в расчет вовлечены основные состояния ядер, которые частично известны, или неизвестные нуклиды, свойства основных состояний которых могут быть предсказаны. Однако на пути процессов могут быть изомерные состояния, экспериментально еще не обнаруженные, которые трудно предсказать, но которые могут существенно изменить характер процесса. Поэтому, поиск изомерных состояний нуклидов, лежащих на пути г и гр - процессов, представляется весьма важным.
Настоящая работа посвящена ядерной спектроскопии нуклидов, расположенных на пути астрофизического rp-процесса. Получение и выделение этих ядер в лабораторных условиях является непростой научно-технической задачей, включающей необходимость исследования возможностей установки, на которой ставятся эксперименты, с целью создания оптимальных условий для синтеза этих экзотических объектов.
Информация об экзотических ядрах, охваченных гр - процессом в области массовых чисел А 80, весьма скудная, и там, где она имеется, получена, как правило, одной экспериментальной группой и требует подтверждения. Так возникает насущная необходимость ревизии основных свойств ядер - таких, как период полураспада, основные моды распада, особенно связанные с разрядкой по каналу испускания электронов, запрещенному в звездных условиях. Поиск долгоживущих изомерных состояний, как уже отмечалось выше, и исследование их свойств является ключевым и весьма актуальным в настоящее время.
В первой главе диссертации представлено краткое изложение современных взглядов и сведений о синтезе ядер (нуклеосинтезе) в процессе рождения и эволюции звезд. Прогресс в этой области науки связан с достижениями физики ядра и элементарных частиц. Наиболее интересным для нас являются различные аспекты протекания rp-процесса в области элементов за железным пиком, а также вопросы, связанные с регистрацией солнечных нейтрино.
Во второй главе диссертации приведен обзор различных реакций, используемых для получения экзотических ядер. Наибольший интерес для нас представляет реакция слияния средних ядер с последующим охлаждением составного ядра, как основной механизм получения исследуемых нуклидов.
В третьей главе приведено краткое сравнение методов синтеза радиоактивных ядер и описывается установка IGISOL (Ion Guide Isotope Separator On-line) как промежуточный вариант ISOL - системы и метода сепарации на лету.
Четвертая глава посвящена подробному описанию установки IGISOL, дается описание основных процессов, происходящих с ионами в газе. Приводятся результаты тестовых экспериментов, выполненных диссертантом на установке, делаются выводы о применимости и способах улучшения эффективности работы газовой ячейки, используемой для термализации продуктов реакции и "выравнивания" их ионизации.
В пятой главе приведены результаты экспериментов по изучению схем распада нейтронодефицитных ядер в области массового числа А 80. Все эксперименты проводились на установке IGISOL в Финляндии. Набранный материал упорядочен по возрастанию массовых чисел изучаемых нуклидов.
В заключении приводятся основные результаты исследований, выставляемых на защиту.
Хлорный детектор
Предполагаемая плотность нейтронов во время процесса 2 1017 нейтронов/см3. Одним из астрофизических объектов, в которых возможно протекание r-процесса является сверхновая II типа. Ударная волна, образующаяся при взрыве сверхновой, проходя по гелиевому и неоновому слоям, вызывает реакции типа "Ne n)" Mg с требуемой концентрацией нейтронов и температурой. гр-процесс. Быстрый захват протонов (гр-процесс) был впервые предложен в 1981 году [8] в качестве доминантного в процессе взрывного горения водорода при высоких температуре и плотности вещества. Путь процесса проходит вдоль протонной границы стабильности вплоть до Z 50. За оловом гр-процесс вступает в область а - нестабильных ядер, что, вероятно, обрывает его. Явление характеризуется скоростью реакции
Путь и основные этапы гр-процесса [9]. протонного захвата, который быстрее р - распада примерно на порядок величины, до тех пор, пока дальнейший захват протона становится невыгодным вследствие отрицательной или малой положительной величины энергии отрыва протона Sp. Для продвижения процесса необходимо дождаться относительно медленного р-распада ядра, захват протона которым невыгоден. Такое ядро называется точкой ожидания. Получающееся после 0-распада дочернее ядро продолжает поглощение протонов и называется точкой возобновления процесса. Суммарный период полураспада точек ожидания вдоль пути гр-процесса полностью определяет скорость нуклеосинтеза и изотопную распространенность, так как в любой момент времени практически вся материя сосредоточена в этих нуклидах.
В качестве подходящего процесса, в котором может происходить взрывное горение водорода, рассматривают перетекание звездного вещества в двойной звездной системе, одним из компонентов которой являются: нейтронная звезда (резкое периодическое усиление рентгеновского излучения — X-ray burst); белый карлик (и последующий взрыв Новой); черная дыра М 10000 М(солнц.) [10,11,12]. Скорость перетекания вещества на массивный компонент определяет предельные параметры процесса: температуру ( 109 К), плотность вещества (10s - 10б г/см3), характерное время (10-100 секунд). Для случая «рентгеновского взрыва» скорость перемещения варьируется от 10"10 до 10"9 М# в год. Захваченное вещество постоянно сжимается, пока не достигнет достаточно высокой температуры и давления. Ядерное горение начинается во внутренних слоях с цикла реакций образования гелия и зажигания За - реакции. Если энергии генерируется больше, чем рассеивается, внутренние слои разогреваются достаточно для вступления в игру «горячего» CNO-цикла и выхода за его пределы через а - захват точками ожидания 140, lsO, I8Ne. Пока За — реакция поставляет топливо для «горячего» CNO-цикла, вышедшие за его пределы
Пример результатов расчета гр-процесса [9]. того, скорость распада показаны зависимости светимости объекта, на котором происходит rp-процесс, получающейся элементной из термодинамически v v v J г распространенности и выгоревшего водорода от времени заселяемых уровней протекания процесса. также должна быть учтена. На окончание ф-процесса может повлиять: выгорание всего Н топлива в процессе горения, невозможность выхода за пределы цикла реакций вследствие низкой энергии отделения р или а-частицы, высокий кулоновский барьер образовавшихся ядер, падение температуры и плотности из-за бысфого вымерзания процесса. На рисунке 4 показан пример расчета процесса для случая X-burst [9]. Ядра, вовлеченные во взрывное горение, а также конечная точка зависят от условий зажигания и протекания процесса. Так, например, согласно некоторым расчетам [13], реакции, протекающие на немассивной черной дыре, идут при меньших плотностях и более долгое время, чем на нейтронной звезде. Следствием этих условий будет меньшая скорость реакции (р,у), особенно для высоких Z, что приводит к смещению пути реакции к менее нейтронодефицитным ядрам на 1-2 массовые единицы в районе Z = 40 — 48. Несколько нуклидов, имеющие относительно большие времена р-распадов рассматриваются в качестве возможных ждущих точек в этой области: 76Sr, 80Zr, 81Zr, 85Мо, 8бМо, 90Ru, 94Pd, 98Cd. Качество и достоверность расчетов пути гр-процесса критически зависит от масс ядер, которые определяют положение протонной линии стабильности , Q - величины процесса захвата протона, Р-распада и других реакций. Экспериментальная информация о нейтронодефицитных ядрах с Z 32, удаленных от долины стабильности, весьма ограничена. Для продления расчетов необходимо иметь реалистичные предсказания для экспериментально неизвестных ядер. Ныне существующие модели [14-17] значительно различаются в своих предсказаниях, согласие с экспериментальными данными там, где они имеются, также недостаточно хорошее. Данная работа посвящена спектроскопическому исследованию ядер, вовлеченных в гр-процесс в области массового числа А 80.
Детектор KAMIOKANDE
Деление. Характерной особенностью деления является то, что осколки, образующиеся в результате деления одного ядра, как правило, имеют 235 существенно разные массы. В случае наиболее вероятного деления U отношение масс осколков равно 1.46, однако вероятность деления на два равных по массе осколка не равна нулю. Среди продуктов деления можно обнаружить осколки с А = 72-161 и Z 30-65. При делении тепловыми нейтронами вероятность симметричного деления примерно на три порядка меньше, чем в случае наиболее вероятного деления на осколки с А 139 и 95. Капельная модель не исключает возможности асимметричного деления, однако, даже качественно не объясняет основных закономерностей такого деления. Асимметричное деление можно объяснить влиянием оболочечной структуры ядра. Ядро стремится разделиться таким образом, чтобы основная часть нуклонов осколка образовала устойчивый магический остов. Средняя масса легкой группы практически линейно растет с ростом массы делящегося ядра, в то время как средняя масса тяжелой группы остается практически неизменной (А-140). Таким образом, практически все добавочные нуклоны идут в легкие осколки. Для Z = 50 стабильным ядрам соответствует Z/A 0.4 (А 125). Нейтроноизбыточные осколки деления имеют Z/A до 0.38 (A := 132), т.е. около 7 "лишних" нейтронов. Как раз на краю тяжелой группы осколков находится дважды магическое ядро Sn. Это относительно стабильная конфигурация определяет нижний край массового распределения тяжелых осколков. Для легких осколков этого эффекта нет. Массовое распределение легких осколков практически не попадает в область магического числа N = 50 и существенно меньше определяется оболочечными эффектами. Оно формируется из нуклонов "оставшихся" после формирования тяжелого осколка. Применяются реакции вынужденного деления под действием протонов и более тяжелых ионов. В этих реакциях возрастает вероятность тройного деления с испусканием легких частиц, кроме того большой нейтронный избыток в бомбардирующем ионе может привести к синтезу более далеких от долины стабильности ядер, сильно перегруженных нейтронами. До недавнего времени это был один из основных способов получения нейтроноизбыточных ядер.
Реакции под действием тяжелых ионов. В последние годы для получения экзотических ядер все более активно используются пучки тяжелых ионов. При взаимодействии тяжелых ионов с мишенью в зависимости от заряда, кинетической энергии и орбитального момента налетающего иона возможны различные механизмы реакции. При низких энергиях налетающего тяжелого иона (Е/А 20 МэВ/нуклон) можно выделить три основных типа реакции. Образование компаунд-ядра и его последующий распад. Прямые ядерные реакции. Реакции передачи, идущие в результате образования двойной ядерной системы (глубоко неупругие процессы).
Механизм взаимодействия между налетающим ядром и ядром-мишенью зависит от относительного орбитального момента сталкивающихся ядер. При касательных столкновениях налетающего иона с ядрами мишени происходят прямые "квазиупругие" процессы с передачей небольшого количества нуклонов. При маленьких орбитальных моментах происходят реакции глубоконеупругих передач, когда кулоновские и центробежные силы, определяющие силы отталкивания между налетающим ионом и ядром мишени, приблизительно уравновешены ядерными силами притяжения. При выборе соответствующих условий реакции может образоваться двойная ядерная система, в результате эволюции которой возможна передача большого количества нуклонов от одного ядра к другому. Причем кинетическая энергия налетающего иона в основном переходит в тепловую энергию нуклонов двойной ядерной системы. Время жизни двойной ядерной системы (10"21 с) на порядок величины превосходит время протекания прямых ядерных реакций. Предельным случаем реакции передачи является реакция слияния, когда все нуклоны одного из ядер двойной ядерной системы передаются другому ядру и образуется компаунд-ядро.
В случае лобового столкновения ядро-мишень поглощает налетающий ион и образуется возбужденное компаунд-ядро. Время существования компаунд-ядра составляет 103-105 Тядер, Для каждой комбинации налетающего ядра и ядра-мишени существует критическое значение орбитального момента Ікрин выше которого компаунд-ядро не образуется. Условие, при котором возможно слияние сталкивающихся ядер, определяется формой потенциала во входном канале VBX. В этот потенциал в основном дают вклад три члена, описывающие кулоновское (V ), ядерное (V„) и центробежное взаимодействие (VItg):
Остановка ионов в газе
Получение радиоактивных пучков нужной чистоты и интенсивности является сложной технической задачей. В первую очередь это связано с тем, что при взаимодействии первичного пучка с мишенью образуется широкий спектр вторичных частиц. Поэтому требуется разработка специальных методов по выделению требуемого изотопа путем создания высокоэффективных методов "очистки" пучка и получения требуемого энергетического разрешения. Интенсивность пучка вторичных частиц N определяется следующими величинами: интенсивностью пучка первичных частиц I, выбором ядерной реакции (сечением о), числом атомов мишени d, эффективностью метода сепарации: где через L обозначена светимость установки, L = Id. В последние годы достигнуты заметные успехи в генерации пучков первичных частиц. Так в реакторах возможно получение потоков нейтронов 1015 нейтронов см"2 с" . На протонных ускорителях (Ер 100 МэВ) пучки достигают 1015 с 1. Ускорители тяжелых ионов дают пучки - 1013 с" в области энергии до 10 МэВ/нуклон и 1010 с"1 - в области (102 - 103) МэВ/нуклон. Использование накопителей позволяет существенно повысить выход реакции за счет многократного прохождения ускоренного пучка через мишень. Вторым важным фактором является эффективность метода сепарации. Она может меняться от 10"1 до 10 6 для различных установок. Несмотря на то, что интенсивность пучка вторичных частиц, несомненно, является очень важной характеристикой, селективность в сочетании с высокой эффективностью сепарации часто определяет успех экспериментов с радиоактивными ядрами.
Используется два основных метода получения пучков радиоактивных ядер (рисунок 9). Метод ISOL (Isotope Separation On Line). Этот метод основан на образовании ионов тепловых скоростей в твердой, жидкой или газовой среде; извлечении, разделении, ионизации и последующем ускорении их до энергий требуемых для эксперимента. Метод In-Flight (на лету). В этом методе для выделения представляющего интерес изотопа из большого числа изотопов, образующихся в результате реакций фрагментации, глубоконеупругих процессов или деления на лету в кулоновском поле используются различные комбинации электрического и магнитного полей и некоторые особенности взаимодействия быстрых частиц с веществом. Эти два метода взаимно
Метод In-Flight оптимален для получения вторичных пучков короткоживущих нуклидов со временем жизни 100 не. В этом методе пучки радиоактивных ядер получаются в периферических столкновениях тяжелой заряженной частицы с легким ядром мишени и последующей сепарацией по Z и А продуктов фрагментации. Первичный пучок имеет энергию от 50 МэВ/нуклон до 1 Гэв/нуклон. Радиоактивные осколки-фрагменты, образующиеся в результате столкновений, летят преимущественно вперед по направлению падающей частицы со скоростями -0.7 - 1.0 от скорости падающей частицы. Разделение продуктов реакций основано на кинематике их движения в электрическом и магнитном полях. С помощью соотношения можно вычислить траекторию иона при движении в электрическом и магнитном полях. Если электрическое и магнитное поля однородны, то электрическая Ер и магнитная Вр жесткости определяются соотношениями электрические и магнитные поля порознь позволяют разделить частицы в соответствии с их магнитной жесткостью.
Может быть проведена дополнительная селекция продуктов реакции, если между двумя магнитными диполями ввести специальный поглотитель. Для частиц, прошедших поглотитель, условие прохождения через второй диполь изменится, т.к. частица, прошедшая через поглотитель, потеряет часть энергии dE: где сіпогл - длина поглотителя. Комбинируя различные формы поглотителя между диполями можно получить различные пространственные и энергетические распределения вторичных частиц в фокусе второго диполя. Дополнительные возможности для разделения фрагментов можно получить, если после сепараторов использовать метод времени пролета или накапливать частицы в накопительном кольце. Несмотря на то, что для получения радиоактивных пучков в этом методе используются тонкие мишени, их интенсивность для короткоживущих изотопов может превосходить интенсивность пучков, полученных методом ISOL. Использование накопительного кольца с электронным охлаждением
Сохранение ионов в газе
Руководствуясь вышеизложенными теоретико-эмпирическими соображениями, диссертант провел ряд тестовых экспериментов, как с целью изучения основных характеристик и зависимостей газовой ячейки, так и с попытками изменения и улучшения параметров, в основном эффективности работы. В этой главе описаны тестовые эксперименты, проведенные как в Финляндии, так и в GSI, Darmstadt, Германия. Для создания ионов в газовой среде, а также детектирования их на выходе газовой ячейки, применялся открытый источник альфа - частиц, который помещался в газовую камеру. Часть цепочки распада U, использованной для создания подобного потенциал, можно добиться того, чтобы атомы отдачи 223Ra садились на поверхность стержня, не внедряясь глубоко. Подобным образом можно приготовить достаточно мощный (до 1000 распадов в секунду), относительно долгоживущий (период полураспада равен 11.4 дней), легко калибруемый, безопасный источник, который будет испускать ионы 219Rn с энергией порядка 100 кэВ. Идентификация ионов, вылетевших из газовой ячейки, может быть легко осуществлена простым альфа-спектрометром. На рисунке 14 показан характерный альфа - спектр ядер, получающихся из подобного источника, термализованных в камере, вынесенных буферным газом и высаженных на поверхность детектора. Для оценок эффективности удобно использовать площадь пика Ро, так как период полураспада мал и почти 100% распадов приходится на единственный альфа - переход. Различные варианты газовой ячейки были исследованы с помощью такого off-line источника.
Упрощенная схема установки для изучения характеристик газовой ячейки. равным 0.7 мм. Расстояние до алюминиевой фольги, расположенной непосредственно перед детектором (телесный угол 0.15) составляло 3.5 см. На эту же фольгу, изолированную от детектора, подавалось вытягивающее напряжение до минус 900 V (обозначено V foii). На металлическое кольцо, расположенное на расстоянии 0.5 см от выходного отверстия, также можно подавать потенциал, отличный от потенциала камеры. Использовалось напряжение от-110 до +50 V. Расчеты с использованием программы SIMION [44] показывают эффективную фокусировку ионов этим дополнительным электродом.
Эффективность в зависимости от уровня примесей. На эффективность работы установки определяющее значение оказывает наличие примесей как оставшихся в камере, так и поступающих с используемым газом. Для предварительной очистки гелия в работах использовалась ловушка, наполненная активированным углем, охлаждаемым до температур жидкого азота. Изменение парциального давления основных примесных газов, измеренное коммерческим квадрупольным анализатором (RGA) фирмы Leybold показано на рисунке 16 слева. Без дополнительной очистки использование доступного по цене гелия 4.6 (99.996 %) невозможно и требует снижения уровня примесей еще на порядок величины. Кроме того,
Зависимость эффективности от уровня примесей и давления в камере. заметим, что, чем дольше не открывается камера, тем эффективнее работает установка вследствие удаление грязи, сидящей на стенках газовой ячейки. Эффективность выноса ионов 219Rn в зависимости от времени прокачки и от давления при прочих фиксированных параметрах показана на рисунке 16 справа. Следует отметить, что в некоторых случаях, использование устойчивых молекулярных соединений исследуемых нуклидов (оксидов), помогает осуществить дополнительную изобарную селективность, когда отношение выходов соединений нежелательного элемента к исследуемому на порядок величины лучше, чем для чистых нуклидов.
Эффективность в зависимости от давления. Многократно снятая при различных условиях кривая изменения эффективности с давлением выглядит так, как показано на рисунке 16 справа. Видно, что оптимальным значением давления в камере, дающим лучшую эффективность, является диапазон 100 -300 мбар. Общее падение эффективности с ростом давления в камере складывается из нескольких факторов. Скорость нейтрализации увеличивается из-за возрастающего числа соударений, однако, реионизация и уменьшение коэффициента диффузии должны внести вклад в выполаживание кривой. К сожалению, при использовании подобной оффлайн установки становится невозможным моделирование ситуации с присутствием свободных носителей в газе, которые появляются вследствие остановки высоко энергетических продуктов реакции. Большее давление в камере меняет ситуацию, причем, скорей всего в худшую сторону. Поскольку числовое значение коэффициента рекомбинации для 500 мбар гелия равно 1.7 10" см /сек и характерное время эвакуации ионов составляет порядка 10 мсек, скорость образования ион-электронных пар не должна превышать 5 1010 пар на кубический сантиметр в секунду [45]. При увеличении давления скорость истечения газа возрастать не будет, в то время как коэффициент трехчастичной рекомбинации возрастет
