1612725063-eb24d9660fd97b365f78091f0a818088 (828996), страница 53

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

Текст из файла (страница 53)

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. Поэтому (если масса й 7. Р-расаад и К-аоават покоя нейтрино пренебрежимо мала) эта верхняя граница должна определяться деленной на ст разностью масс исходного и дочернего ядер. Последнее подтверждено на ряде случаев, когда из других соображений удается найти разность масс с достаточной точностью. о В00 3 $ 000 Й Ф й 400 4 сс 200 о о 0 г Е В В Ю а М М и Зякреия. кое Ф иг. 78.

р-спектр тратиа по данины Курраиа, Аюуса и Кокрофта (1949г.). Сваоесвы авива креестаыист сосок теаретыеектто кривив, всиреиеииуа с тестов ывеевой раарваакыей свосоавоств иреыркываыиоы сеетеика. ытервй искоааеовеаск е вевереввка. Чтобы вычислить вероятность перехода в единицу времени, нужно воспользоваться общей формулой (гл, т', $7; см.

также приложение 27) 1' 7 = ~~'-1Нт, Грр(Ч). Здесь! обозначает начальное, а 1 — конечное состояние системы, состоящей из двух частей: часть 1 обладает дискретным, а часть 2 — непрерывным спектром с плотностью р; %7 означает разность энергий частя 1 в состояниях 1 н 1. В нашем случае часть 1 системы представляет собой ядро; 1 есть состояние (А, Я), а 1 — состояние (А, Е~1)+ф~+и, где символ т приписан нейтрино; ест — разность масс исходного и дочернего ядер.

Характеристики

Список файлов книги