1625913944-1728872b1824327ad1f84bf9a9126762 (536943), страница 25
Текст из файла (страница 25)
These quasistationarystates have exceedinglywave functionsin terms of singleгде e и e′ — векторыполяризациидляcomplicatedисходногои конечногофотоновparticle variables. Qualitatively, one can say that excitation energy is distributed′ опредесоответственно; 0 over— классическийрадиусэлектрона(I.1.40)иmany degrees of freedom, and mean energy per nucleon is not sufficient forescape – the(5.80).compound nucleusthe bestexamplesприходимof manyляется через угол nucleonрассеянияДля picture, ′ =oneof мысновакbody quantum chaos, Chapter 24.томсоновскому рассеянию(II.15.83).This picture (N. Bohr, 1936) can be interpreted in the spirit of thermodynamics as an equilibrated “heated drop” of nuclear matter. Its lifetime exceeds theWeiskopf time (10.82) of the wave packet recurrence, an analog of the PoincarKeЗадача 5.2recurrence time in classical mechanics.
There is a probability of a rare fluctuationВычислить полноесечениерассеяниянеполяризованныхфотоновприwith excitationenergyconcentrated ona single nucleon that can escapethe nu = ~/2 ≫ 1. cleus. However, this process is different from the direct photoeffect. The knockedout nucleon looses memory of the excitation channel that had created the compoundnucleus, and the emission reminds the evaporation from the liquid drop.
The anРешение.gular distribution of emitted(︂particles is, in contrast)︂ to (5.74), close to the isotropic one, while the energyto Maxwellian. Instead of evaporated2 1spectrum is close 1= 0gamma-raysln(2)+ be emitted. depending on the available (5.82)nucleons, secondarycan also2discrete states at lower excitation energy of the nucleus.
Of course, the compoundnucleus can be created not only by gamma-rays, but in various nuclear reactions asДля атома результатдолжен быть умножен на число электронов . Сечениеwell.падает с ростом частоты. oneЭтоозначает,что3–4проникающаяспособностьIn all nuclei,observesa broad (widthMeV) maximum of photoabsorption at energy in average inversely proportional to the nuclear radius, Figure 11.2.гамма-лучей или жесткогорентгенавозрастает.This maximum is excited by electric dipole transitions and is usually called giantНовый процесс, рождение пары + − , становится возможным для > 2,т. е. ~ > 2 2 ≈ 1 МэВ.
Это возможно в присутствии ядер, которыеполучают недостающий импульс, чтобы удовлетворить законам сохранения.В то же время энергия отдачи ядра мала, поскольку велика его масса.2!Сечение рождения пары [30] возрастает с частотой ∝ ln и перестаётзависеть от для очень больших частот. При > 10 рождение пары!являетсядоминирующим механизмом фотопоглощения.
Рис. 5.1 грубоиллюстрирует относительную роль различных механизмов фотопоглощениятяжелыми атомами в зависимости от энергии фотона.!!156Глава 5. На пути к релятивистской квантовой механике5.12. Ядерный фотоэффектНачиная с энергии фотонов в несколько МэВ становится возможнымядерный фотоэффект. Фотон поглощается ядром и выбивает один илинесколько нуклонов (энергия связи нуклона в ядре обычно 7-8 MэВ, хотя может быть существенно меньше, до сотен КэВ, в тяжёлых ядрах).Вследствие сильного взаимодействия между нуклонами в ядре существуют относительно долгоживущие состояния с энергией возбуждения вышепорога вылета нуклона. Эти квазистационарные состояния имеют чрезвычайно сложные волновые функции в терминах одночастичных переменных.Качественная картина такова: можно сказать, что энергия возбужденияраспределена по многим степеням свободы, и средняя энергия на нуклоннедостаточна, чтобы нуклон вылетел, — картина составного ядра, один излучших примеров квантового хаоса в системе многих тел, глава 18.Эта картина (Н.
Бор, 1936 ) может быть интерпретирована в духе термодинамики как «горячая капля» ядерной материи. Ее время жизни превышаетвремя Вайскопфа (4.82) возврата волнового пакета (аналог времени возврата Пуанкаре в классической механике). Существует вероятность редкихфлуктуаций с энергией возбуждения, сконцентрированной на отдельномнуклоне, который при этом может покинуть ядро. Однако этот процессотличен от собственно фотоэффекта. Вылетевший нуклон теряет памятьо канале возбуждения, который создал составное ядро, и излучение напоминает испарение из жидкой капли.
Угловое распределение вылетающихчастиц, в противоположность к (II.14.74), близко к изотропному, а энергетический спектр близок к максвелловскому. Вместо испарения ядра могуттакже излучаться вторичные гамма-лучи, зависящие от доступных дискретных состояний при более низкой энергии возбуждения ядра. Конечно,составное ядро может быть создано не только гамма-лучами, но также и вразличных ядерных реакциях.Во всех ядрах наблюдается широкий (3—4 МэВ) максимум фотопоглощения при энергиях, в среднем обратно пропорциональных радиусу ядра (рис.5.2).
Этот максимум возбуждается электрическим дипольным переходоми обычно называется гигантским дипольным резонансом. Похожие, номенее выраженные резонансы существуют для других низких мультипольностей. Этот резонанс может грубо интерпретироваться как коллективноедипольное колебание протонов по отношению к нейтронам.Сечение фото∫︀поглощения, проинтегрированное по резонансу , почти насыщаетдипольное правило сумм (см. задачи II.14.3, II.14.4).
Большая ширина показывает, что состояние гигантского резонанса имеет короткое время жизни!!Vladimir Zelevinsky: Quantum Physics — Chap. zelevinskyc11 — 2010/10/5 — page 243 — le-tex5.12. Ядерный фотоэффект!15711.12 Nuclear Photoeffect243700Cross section (mbarn)600500400300200100068101412Energy (MeV)1618Figure 11.2 Giant resonance in nuclear photoabsorption; two peaks correspond to oscillationsРис. 5.2.
Гигантский alongрезонансв ядерномфотопоглощении;двасоответствуютthe axis of theprolate deformation(smaller frequency) and alongoneпикаof the twoshorter(larger frequency and double width) [39].колебаниямaxesвдольоси растянутой деформации (меньшие частоты) ивдоль однойdipoleиз resonance.двух болеекоротких осей (большие частоты и двойнаяSimilar but less pronounced resonances exist for other low multiширина) [31]polarities. This resonance can be roughly interpreted as a collective dipole oscillation of protons againstneutrons. The photoabsorption cross section integrated overRthe resonance, d E γ σ, almost saturates the total dipole sum rule, Problems 5.3,5.4. A large width shows that the giant resonance state has a short lifetime (actujust a few oscillation periods). Being able to resolve the fine structure of the(в действительностиally,всегонесколько периодов колебаний).
Если разрешитьspectrum in the resonance region, one would see an enormous amount of narrow quasistationarystates withspacings ! 1 "то10 eV,which areувидетьaforementionedтонкую структуру спектрав областирезонанса,можноогромноеchaotic compound states decaying through the slow evaporation process. Beingчисло узких квазистационарныхсостояний с промежутками в ∼ 1−10 эВ, коinitially excited, the coherent superposition of the compound states forms the giresonance,see Chapter20, as a typicalкомпаунд-состоянияcollective excitation of particle–holetypeторые упоминалисьantвышекакхаотические(состояния(recall also Vol. 1, Section 10.8), that spreads later into its incoherent componentsсоставного ядра), распадающиесявпроцессемедленногоиспарения.Будучиof slightly different energy.
This generates the spreading width of the resonance; thedirect escapeonly gives a small fractionof the total giant resonancewidth. In exоднажды возбуждённой,когерентнаясуперпозициякомпаунд-состоянийotic nuclei with a large neutron excess, a low-lying branch (so-called pygmy) of theформирует гигантскийрезонанс(см.главу15)кактипичноеколлективноеdipole resonance is observed, supposedly induced by oscillations of the neutronagainst the core.возбуждение типа skinчастица-дырка(см.
также разд. I.10.8), которое рассы-пается позднее на некогерентные компоненты с разными энергиями. Этопорождает наблюдаемую ширину гигантского резонанса; прямой вылетнуклонов дает лишь малую долю полной ширины. В экзотических ядрах сбольшим преобладанием нейтронов наблюдается нижележащая ветвь дипольного резонанса (так называемый пигми-резонанс), предположительно!индуцируемаяколебаниями нейтронной оболочки относительно ядерногокора.!При энергиях ~ порядка ГэВ, кроме атомных и ядерных процессов(включая комптоновское рассеяние на нуклонах), становится возможнымфоторождение других частиц. При достаточно высокой энергии гамма-лучи!158Глава 5. На пути к релятивистской квантовой механикемогут генерировать электрон-позитронный ливень: пары частиц, рождённые первичным фотоном, тормозятся в поле ядра и излучают новые фотоны,которые, в свою очередь, порождают новые пары и т. д.5.13. Оценки процессов в КЭДТочные вычисления вероятностей электродинамических процессов с релятивистскими частицами возможны только при использовании КЭДформализма, который находится за рамками нашего курса.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
