1625913952-eb24d9660fd97b365f78091f0a818088 (532682), страница 53

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 53)

Обола«о«ноя мод«яо ядра отождествляется с квадрупольным моментом «лишнего» нуклона. В частности, поскольку нейтроа незаряжен, предполагается, что ядра с «лишним» нейтрояом имеют нулевой момент Я. Это» го, однако, никогда ие наблюдается ка опыте. Важен также тот факт, что существуют ядра с квадрупольным моментом, во много раз превышающим квадрупольный момент одного нуклоиа. Этот факт указывает на своего рода коллективный эффект, определяемый вкладом большого числа частиц. Несколько ниже мы обсудим это в подробностях. Из других свойств ядер следует рассмотреть еще природу возбужденных состояний. Такое ядро как, например, О'т содержит 8 протонов, 8 нейтронов — причем каждая из этих двух совокупностей заполняет «магическую» и поэтому чрезвычайно стабильную замкнутую оболочку — и «лишний» нейтрон в состоянии с )=9» Поэтому естественно ожидать, что возбуждение ядра не затрагивает замкнутых оболочек и сводится (как, например, в аналогичном случае атома натрия) к переходу «лишнего» нейтрона в одно из высших состояний.

Таким образом, первые возбужденные состояния ядра должны включать состояние с у »Ь(1Нч ) и состояние с ! Чя (2зь). Это согласуется с экспериментом. Во многих других сходийх случаях можно дать столь же простую интерпретацию низших возбужденных состояний ядра. Однако рассмотренный пример слишком прост и потому едва ли типичен. Для более сложных ядер, в которых некоторая часть нуклоиов находится вне «магических» замкнутых оболочек, получить схему возбужденных состояний уже гораздо труднее. Тогда приходится прибегать.

к детальным расчетам, учитывающим дополнительное «непотенциальное» взаимодействие между нуклонамн, причем возбужденные состояния тогда интерпретируются как результат определенного перестраивания нуклонов на незамкнугых оболочках. Описывая взаимодействие смесью обычных сил с обменными силами Майораны, Гейзенберга и Бартлетта ($3 этой главы), удалось довольно подробно объяснить как свойства основного состояния, так и свойства возбужденных состояний многих ядер.

Однако когда число нуклонов вне замкнутых оболочек велико, необходимые вычисления уже практически невыполнимы. Но именно в этой области успешно работает коллективная модель ядра, предложенная и развитая Оге Бором (1952 г.). Прежде чем перейти к коллективной модели, мы должны разобраться в еще одном, последнем, вопросе: почему, собственно, модель ядерных'оболочек приводит к таким хорошим результатамг Основное допущение оболоче ной модели состоит в том, что нуклоны движутся более или менее независимо друг от друга в гладкой потенциальной яма В.пользу.этого Гл. УП. Ядврная фиаиса допущения мы привели правдоподобные аргументы.

Но эти аргументы совершенно игнорируют тот факт, что прн сближении двух нуклонов в ядре нх потенциальная энергия испытывает хплоссальные флуктуации, поскольку ядерные силы очень велики и обладают малым радиусом действия. А факт этот как раа полностью противоречит исходному предположеяию о приблизительной независимости движущихся частиц. Важность такого рода флуктуаций подтверждается огромным числом ядерных реакций, в которых, например, столкновение нейтрона с ядром приводит к поглощению нейтрона н переходу ядра в возбужденное состояние. Такой захват не мог бы првизойти, если бы нейтрон двигался в ядре так, как это предполагает оболочечная модель.

Действительно, независимость движущихся частиц эквивалентна относительной «прозрачности» ядра. Причину, почему, несмотря на это очевидное противоречие, оболочечной модели все же можно доверять, впервые объяснил Вайскопф (1952 г.). Он указал, что для иуклонов, расположенных е глубине потенциальной ямы, флуктуации энергии совершенно несущественны. Это объясняется тем, что ядро — чрезвычайно сильно вырожденная система, в которой все низшие состояния заняты и ббльшая часть переходов при взаимодействии двух нуклонов запрещена принципом Паули. Таким образом, резкие колебания потенциала практически не сказываются на большинстве нуклоноз. С другой стороны, в случае ядерной реакции энергия налетающего нейтрона по крайней мере на 8 Мзв превышает энергию любого нуклона е-.ядре-,-так как нуклоны знполияют потенциклънуну яму лишь до уровня, отстоящего от края приблйзптельйо на 8 Мэв.

Это означает, что привнесенной энергии вполне достаточно для перехода даже довольно глубоко скрытых в потенциальной яме частиц в одно из незанятых возбужденных состояний. Поэтому внешняя частица интенсивно взаимодействует с ядром, з то время как внутриядераые нуклоны движутся более или менее независимо друг от друга. Не так давно Бракнер (1964 г.) и Бете (1956 г.) показали, что эти идеи можно сформулировать и количественно, что позволяет полностью обосновать модель ядерных оболочек. 4 6. Хо злекизиемая модель ядра В предыдущем параграфе говорилось, что квадрупольные моменты целого ряда ядер значительно превышают, вопреки предсказаниям оболочечной модели, квадрупольный момент одного нуклона. Во всех таких ядрах значительная часть нуклонов расположена вне замкнутых оболочек, и, кроме того, д 6.

Хоямктивназ модвль здра имеется большое число «слабо связанных» частиц, причем некоторые нз ннх обладают большим моментом колйчества движения. Эти частицы прнводят к появлению вблизи поверхности ядра заметных деформирующнх снл, которые стремятся исказить форму ядра таким образом, что, грубо говоря, вместо сферы возникает довольно-такн вытянутый эллипсоид, создавая тем самым большой квадрупольный момент. По своему существу это — коллективный эффект, так как в деформацни ядра Принимает участке большое число нуклонов.

Нужно ожидать, что в случае сильно деформярованныхядер появятся экспериментально наблюдаемые возбужденные состояния ротационного характера (О. Бор, 1952 г.). Онн аналогнчны соответствующнм состояниям двухатомной молекулы (гл. 1Х, $2) и характеризуются вращением ядра как целого вокруг перпендикулярного к осн симметрия направления.

Энергия таких состояннй дается формулой Е~ =-55эт/О+ 1). где 1=0, 2, 4,...— квантовое чнсло орбнтальяого момента, а 1 — момент инерции Замечательным для такой простой схемы успехом является экспериментальное подтверждение теории:. энергетические уровни, очень хорошо согласующиеся с написанной выше формулой, наблюдаются как раз там, где это н ожидалось (в областйх 150<А 185„А>225). Интересная особенность такого рода вращательных энергетнческнх уровней состонт в следующем.

Момент инерции 1, определенный по расстояниям между уровнями, составляетпрнмерно лишь половину той величины, какая получилась бы, если бы ядро вращалось как твердое тело. Это означает, что ядро в каком-то смысле напоминает жидкую каплю (З 8 этой главы),— можно считать, что вращается только внешняя часть ядра, которая подобяо волне скользит по его неподвяжной сердцевине. Коллективное движение ядерного вещества возможно также н в,областях, гхе Я не так велико; здесь оно должно иметь внд гармонических колебаний около положения равновесня. Такого сорта движение характеризуется совокупностью зквнди. стантных уровней эвергни (гл.

У, $4), При этом Е,= ~а+2;) йч, где ч — частота собственных колебаний ядра. Ценно снова, что для ряда ядер энергетические уровни этого типа наблюдались экспериментально. Имеютея уназання, что на самом деле существует резкая граница при У 88, так что ядра с И>88 обладают характерными спектрами вращательных уровней, тогда как при И<88 возбужденные состояния по овоей природе связаны с колебательным движением. В целом оболочечиая модель и коллективная модель дают прекрасное полуколичественное описание ядерных свойств и в настоящее время являются наиболее удачными теоретическими схемами ядерной физики. В последнее время, однако, появился целый ряд работ, в которых развивается техника непосредственного математического рассмотрения устрашающих проблем, связанных с многочастичной структурой ядра (Бракнер, 1954 г., Бете, 1956 г.).

Такие работы призваны — и это одна из их главных целей — дать способ вычисления различных параметров, которые мы до сих пор вводили в наши модели эмпирически (таких. как размер ядра, распределение плотности, энергия связи н глубина потенциальной ямы). Некоторые результаты, касающиеся ядерного размера и энергии связи, уже получены, и кажется несомненным, что в ближайшие несколько лет в этом направлении будет достигнут значительный прогресс. У 7. ~-)засаад и К-захвата Мы уже говорили в общих чертах об особенностях р-распада и о теоретическом объяснении этих особенностей (гл. Ш, $ 4).

Главным эксперимеятальным фактом является вполне опеделеннои н, по ядерным масштабам, большие время жизни -активных ядер в сочетании с непрерывным энергетическим р-спектром (Чедаик, 1914 г.), который имеет довольно ярко выраженяую верхнюю границу, как это показано на фиг. 78 для ядра зН. Теория, предложенная Паули и развитая в 1934 г.

Ферми, основана на том предположении, что между нуклозами иэлектронами действует особое взаимодействие, вследствие которого нуклоны могут, если такой процесс энергетически возможен, совершать переходы из протонного состояния в нейтронное (и обратно), сопровождаемые излучением электрона. Поскольку имеются многочисленные свидетельства того, что и возникающее в результате распада, и исходное ядро находятся в состоянии с определенной энергией н определенным моментом, необходимо предположить, что одновременно с электроном излучается также и нейтрино со спином '/з(й/2я). Верхняя граница 1)-спектра соответствует прн этом случаю, когда всю освобожденную при ядерном превращении энергию забирает электрон, ничего не оставляя на долю нейтрино.

Характеристики

Список файлов книги