Диссертация (1149457), страница 12
Текст из файла (страница 12)
Фазовый сдвиг максимумов дифракционных осцилляций френелевского типа дляуглового распределения упруго рассеянных альфа-частиц с энергией 29 МэВ на 209Bi со спиномосновного состояния Iπ=9/2–. Пунктирная кривая – дифференциальное сечение для амплитудырассеяния без учета фазового сдвига; сплошная кривая –с учетом фазового сдвига; точки –экспериментальные данные, вертикальная сплошная линия соответствует граничномуфазовый сдвиг φ , град.кулоновскому углу θc.10-1-2-3-4-501020304050607080θ , град.Рис. 64. Фазовый сдвиг максимумов дифракционных осцилляций френелевского типа дляуглового распределения упруго рассеянных альфа-частиц с энергией 29 МэВ на 209Bi.Пунктирная кривая – фазовый сдвиг для дальней амплитуды; точечная кривая – фазовый сдвигдля ближней амплитуды; сплошная кривая – суммарный фазовый сдвиг.78209Bi(α,α)209Biσ(θ)/σ R(θ)1,0θс0,001020304050θ , град.Рис.
65. Фазовый сдвиг максимумов дифракционных осцилляций френелевского типа дляуглового распределения упруго рассеянных альфа-частиц с энергией 50 МэВ на 209Bi со спиномосновного состояния Iπ=9/2–. Пунктирная кривая – дифференциальное сечение для амплитудырассеяния без учета фазового сдвига; сплошная кривая –с учетом фазового сдвига; точки –экспериментальные данные, вертикальная сплошная линия соответствует граничномуфазовый сдвиг φ , град.кулоновскому углу θc.0,2-0,4-1-1,6-2,2-2,80510152025303540θ , град.Рис.
66. Фазовый сдвиг максимумов дифракционных осцилляций френелевского типа дляуглового распределения упруго рассеянных альфа-частиц с энергией 50 МэВ на 209Bi.Пунктирная кривая – фазовый сдвиг для дальней амплитуды; точечная кривая – фазовый сдвигдля ближней амплитуды; сплошная кривая – суммарный фазовый сдвиг.79209Bi(α,α)209Biσ(θ)/σ R(θ)1,0θс0,00102030θ , град.Рис. 67. Фазовый сдвиг максимумов дифракционных осцилляций френелевского типа дляуглового распределения упруго рассеянных альфа-частиц с энергией 69,5 МэВ на 209Bi соспином основного состояния Iπ=9/2–. Пунктирная кривая – дифференциальное сечение дляамплитуды рассеяния без учета фазового сдвига; сплошная кривая –с учетом фазового сдвига;точки –экспериментальные данные, вертикальная сплошная линия соответствует граничномуфазовый сдвиг φ , град.кулоновскому углу θc.0-0,5-1-1,50510152025θ , град.Рис.
68. Фазовый сдвиг максимумов дифракционных осцилляций френелевского типа дляуглового распределения упруго рассеянных альфа-частиц с энергией 69,5 МэВ на 209Bi.Пунктирная кривая – фазовый сдвиг для дальней амплитуды; точечная кривая – фазовый сдвигдля ближней амплитуды; сплошная кривая – суммарный фазовый сдвиг.80Вычисленные значения βα при трех различных энергиях альфа-частиц полазали хорошеесогласие. Это показывает независимость параметра ядерной деформируемости от энергиивзаимодействия с изучаемым ядром.
На рисунке 69 показано изменение максимальногофазовый сдвиг φ , град.значения фазового сдвига от энергии взаимодействия альфа-частиц с 209Bi.0-1-2-3-4-520304050607080Еαα , МэВРис. 69. Зависимость фазового сдвига у 209Bi, соответствующего граничному углу от энергииальфа-частиц Eα. Пунктирная кривая – фазовый сдвиг для дальней амплитуды; точечная кривая– фазовый сдвиг для ближней амплитуды; сплошная кривая – суммарный фазовый сдвиг.Знакииабсолютныезначенияквадрупольнойядернойдеформируемостиисследуемых атомных сведены в таблицу 4.4.Таблица 4.4 – Деформируемость исследованных ядерЯдро5927Co6428Ni6329Cu6529Cu8939Y19779Au20983BiEα,МэВОболочкаnθcl0Rвз,фмМакс.R0, фазовыйфм сдвиг, ϕ,град12,2013,648,0087,9394,674,67βαβQ+1,6+1,3–0,38–0,38+0,195 [107]2529(π1f7/2)-1 3,2943,05929,0824,41253,42529,0412,728,4564,80+0,9–0,323,5453,5494,8109,1557,5189,6207,3306,21736,6632,9540,0475,0040,9175,0036,4024,6110,211,512,711,4319,6612,0421,7928,008,4378,5899,00410,47410,32210,8510,8810,154,774,825,366,986,987,127,127,12–1,3+0,31–2,0–3,0–1,4–4,55–2,74–1,22+0,30≤|0,17|≤+0,21+0,15+0,13+0,14+0,14+0,14252525294329,050,069,5(π2p3/2)1(π2p3/2)1(π2p1/2)1(π1h11/2)-3(π1h9/2)1–0,176 [1]–(0,1160,398) [107]–0,189 [107]–0,171 [107]+0,096 [107]–0,027 [107]всех81Таблица 4.5 – Квадрупольные электрические моменты и деформационные характеристики длянекоторых ядер [3]Ядро59Co2764Ni28βα, результатынастоящейработы–0,38–0,3263Cu29+0,3065Cu29≤|0,17|89197Y39Au79209Bi83≤+0,21+0,15+0,13+0,14Возбужденныесостоянияядер, E, МэВQ (метод)δ (метод)000+0,5 (SHEL)0,08 (SP)+0,456 (COR)+0,17 (NIL)000001,3401,3480,12 (BP)0,53 (FFS)0,45 (SHK)1,3481,34800000000000000000,07730,07730,077300000000,8970,8971,6091,6092,64,24,24,24,25,55,55,55,5βQ (метод)-0,14 (SCAT)0,31 (SCAT)0,23 (TB)+0,040 (KHB)-4,2 (KHB)-4,0 (KHB)-0,1 (LDM)-0,16 (SHEL)-0,06 (SP)-0,536 (COR)-0,072 (SP)-0,27 (FFS)-0,75 (UNIF)-0,1 (LDM)-0,15 (SHEL)-0,072 (SP)-0,15 (FFS)-0,164 (ICM)0,14 (SHEL)0,59 (COR)0,45 (ROT)0,5 (ROT)-0,4 (LDM)-0,4 (SHEL)-0,994 (COR)-0,2 (SP)-0,22 (SP)-0,592 (FFS)-0,147 (SP)-0,923 (FFS)-1,342 (SP)-2,673 (SP)-1,998 (FFS)-0,176-0,246 (NIL)-0,15 (NIL)+0,089 (NIL)+2,79 (SP)+0,25 (PAIR)+0,33 (SP)-0,02 (NIL)0,155 (SCAT)0,119 (SCAT)0,167 (SCAT)0,150 (SCAT)0,160 (SCAT)0,131 (SCAT)0,169 (SCAT)0,179 (SCAT)0,163 (SCAT)82В таблице 4.5.
сведены электрические моменты и деформационные характеристики длянекоторых ядер [3]. Из анализа полученных значений деформируемости и литературныхдеформационных характеристик можно заключить следующее. Так противоположенные знакиβα и βQ для ядер59Co,63Cu,209Bi свидетельствуют, по крайней мере, о некотором новомсвойстве сферических ядер, которые способны проявлять разную деформируемость взависимости от внешних условий.4.7. Ядерная деформация в области нейтронодефицитных, нейтроноизбыточных исверхтяжелых ядерСвойства ядер в основном и в нижних возбужденных коллективных состояниях, лежащихвдоль дорожки стабильности и вблизи нее, хорошо изучены. Наиболее ярким явлением для этойклассической области ядер являются оболочечные эффекты геометрических и квантовыххарактеристиквблизимагическихчисел.Однакосвойстванейтроноизбыточныхинейтронодефицитных ядер, а также супертяжелых ядер в направлении к «Островустабильности»практическинеизвестны.Продвижениевизученииструктурынейтронодефицитных и нейтроноизбыточных ядер стало возможным лишь в последнее время всвязи с развитием техники радиоактивных пучков [108].
Представляют большой интереспопытки предсказания ядерной деформации таких экзотических ядер на основе систематикиуже известных параметров [1]. На рисунке показана аппроксимация с помощью полиномов 2÷6степени ядерной деформации указанных ядер.Из рисунка 70 видно аномальное развитие ядерной деформации до величин больших единицы,что нехарактерно для классической области вдоль дорожки стабильности. Такое развитиедеформации экзотических ядер наводит на мысль о том, что экспоненциальное уменьшениепериодов полураспада в сторону N − Z >> 1 [109] связано именно с развитием деформации.Например, для экзотического ядра 06C 6 (!) такая деформация возможна лишь при выстраиваниивсех нуклонов в одну линию, что и приводит к их немедленному распаду.
Экспериментальнойпроверкой такого характера изменения деформации ядер может послужить френелевскоерассеяние ядер на ядрах в области малых углов с использованием радиоактивных пучков.При взаимодействии радиоактивных пучков ускоренных заряженных экзотических частицс ядрами при больших параметрах Зоммерфельда по полученным дифференциальным сечениямупругого рассеяния в диапазоне малых углов френелевского типа позволят с помощьюсовременных теоретических моделей извлечь абсолютные значения квадрупольной ядернойдеформации и такую уникальную характеристику как знаки деформации экзотических ядер, втом числе, например, долгоживущих изомеров.8360,450,240-0,23β2β2-0,42-0,6-0,81-10-1,2-1-1,4-1,6-2-10-505-51005Изотопы СИзотопы MgПолиномиальный (Изотопы С)1015N-ZN-ZИзотопы С - экстраполяцияИзотопы Mg - экстраполяцияПолиномиальный (Изотопы Mg)Изотопы ArИзотопы CaПолиномиальный (Изотопы Ar)Изотопы Ar - экстраполяцияИзотопы Ca - экстраполяцияПолиномиальный (Изотопы Ca)а)б)Рис.
70. Экстраполяция систематизированных экспериментальных данных по ядернойдеформации в сторону экзотических нейтронодефицитных и нейтроноизбыточных. а) – ядердля изотопов углерода и магния; б) – изотопов аргона и кальция.0,4Ядерная деформация0,350,30,250,20,150,10,0506065707580859095100105110115120125ZРис. 71. Ядерная деформация для четно-четных ядер.
Точки – [1]; сплошная линия –экстраполяция в область тяжелых и сверхтяжелых ядер.Путем систематизации новых данных по деформации ядер на рисунке 71 полученазакономерность изменения квадрупольной ядерной деформации и экстраполирована в областьтяжелых и сверхтяжелых ядер, которая предсказывает начало «Острова стабильности» приZ=116. Возможно, стабильные ядра будут проявлять себя в окрестности магических чиселZ=114, N=184 [110].84ГЛАВА V. ИЗУЧЕНИЕ ЭФФЕКТОВ КЛАСТЕРИЗАЦИИ ЛЕГКИХ ЯДЕР С ПОМОЩЬЮЯДЕРНОЙ ДИФРАКЦИИВ последнее время активно разрабатываются мультикластерные модели ядер.
Особеннобольшие успехи достигнуты в области легчайших ядер –6,7Li, 9Be [111], мультикластернаяструктура которых теоретически строго обоснована. Однако экспериментальное подтверждениемультикластерной структуры ядер остается весьма актуальной задачей.Для описания дифференциального сечения кластерной структуры атомных ядер в рамкахборновского приближения было предложено Хельмом в 1956 году [112]dσ2 dσ = F ⋅,dΩ dΩ po int dσ где – дифференциальное сечение рассеяния на точечном заряде Ze; dΩ po int(5.1)F (q)–формфактор, который определяется какF (q) = ∫ ρ (r )eiqr d 3r ,(5.2)где q – импульс, переданный частице в процессе столкновения; ρ(r) – плотность вероятностираспределения заряда.Согласно [112] было предложено «сложенное» распределение зарядовой плотностиρ (r) = ∫ ρ 0 (r′) ρ1 (r − r′)d 3r′ ,(5.3)При замене на формфактор (5.2) получимF (q ) = F0 (q ) F1 (q ) ,(5.4)где F0 (q) – формфактор представляет собой описание радиуса ядра; F1 (q) – описаниетолщины поверхностного слоя.
Такие же результаты при рассеянии электронов высокихэнергий на фуллеренах были получены [113]F (q) = FA (q)∑ e iqrk = FA (q)n(q) ,(5.5)kгде FA (q) – формфактор атома углерода; n(q) – формфактор сконцентрированных атомовуглерода (фуллеренов).Роль кластерных конфигураций в атомных ядрах исследовалась Гридневым в 2002 году[114]. Исходя из квазикристаллической структуры ядра, состоящей из альфа-частиц [115],85существует поверхностное и объемное плотности распределения альфа-частиц в ядре, которыеможно описать функциями Бесселя нулевого и первого порядка соответственно.В настоящей работе описаны функциями Бесселя первого порядка альфа-кластерныеядра, исходя из положения распределения объемной плотности альфа-кластеров.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
