1626435893-691da8e1223766775fc277661dcb4565 (844331), страница 33
Текст из файла (страница 33)
Для его объяснения в свое время был предложен механизм сдвига всех протонов ядра относительно всех нейтронов, который опирается на очевидное соображение о том, что при облучении ядра 7-квантами с энергией 10 †МэВ все протоны ядра оказываются в одинаковой фазе и должны сдвигаться в одну и ту же сторону (подробнее см. З 7Д под действием электрического вектора Е электромагнитного поля 7-квантов (рис. 68). По современной классификации этот гигантский резонанс называется изовекторным электрическим гигантским дипольным резонансом. Изовекторным называется потому, что нейтроны и протоны двигаются в противофазе и как бы сменя- р 1 л ют друг друга (изоспин нуклона изменяется / на единицу, Л Т= 1)*, электрическим — потому, что частицы со спином вверх и вниз Рис 68 двигаются в фазе (спин нуклона не изменяется, !зЯ=О). Положение изовекторного гигантского дипольного резонанса на шкале энергии возбуждения И' (МэВ) для тяжелых ядер передается выражением И'=78А (13.10) Более точной аппроксимацией, справедливой для широкого диапазона изменения массовых чисел, является двучленная формула И' (31 2А -цз-1-20 бА '!а) (13.11) где И" измеряется в мегаэлектрон-вольтах.
ь Очевидно, что изоскаларного липольного злектрическоз о резонанса сушествовать не может. 158 Глава П. Модели атомиыя ядер б. Каадрупольные резонансы Е2 (2') В 1971 г. впервые обнаружен другой тип коллективного движения ядра в целом †нзоскалярн гигантский квадрупольный резонанс. Модель этого резонанса схематически изображена на рис. 69. Название «изоскалярный» означает, что и и р колеблются в фазе, т.
е. не происходит изменения изоспина (Л Т=О). Квадрупольный гигантский резонанс был вначале обнаружен при изучении неупругого рассеяния электронов, а затем в опытах по исследованию неупругого рассеяния протонов. В этих опытах было найдено, что кроме максимума, соответствующего дипольному гигантскому резонансу, немного ниже его по энергии возбуждается еще один резонанс, который после измерения углового распределения идентифицировали как квадрупольный. Систематическое исследование гигантского квадрупольного резонанса было сделано при помощи реакции неупругого рассеяния а-частиц с энергией 96 МэВ на ядрах с 14<А<208.
Для всех исследованных ядер обнаружен широкий максимум при энергии возбуждения (в МэВ) В 63 А-пз (13.12) Угловое распределение рассеянных а-частиц, соответствующих этим максимумам, указывает на ЛЬ=2. Ширина максимума Г убывает от 6 МэВ при А=40 до 3 МэВ при А=208. Кроме изоскалярного, по-видимому, также обнаружен гигантский квадрупольный резонанс изовекторного типа (ЛТ=1).
Механизм возникновения этого резонанса схематически изображен на рис. 70 (протоны и нейтроны движутся в противофазе). Этот резонанс локализуется при энергии возбуждения (в МэВ) И'=130 А (13.13) в. Октупольные резонансы ЕЗ (3 ) Во многих ядрах (66<А<200) наблюдался изофалярный низкоэнергетнческнй октупольный резонанс 3 с Г-1 —:2 МэВ (рис. 71). Для него энергия возбуждения (в МэВ) р,п Рис.
70 159 е !3. Обобщенная модель ядра И=30А-" (13.14) С меньшей достоверностью доказано существование еще одного изоскалярного октупольного резонанса в области высоких энергий. Для него И' (в МэВ) равна И"=110 А «з (13.15) а шиРина ДлЯ немногих исслеДованных ЯДеР Рнс 7~ составляет Гжб —:7 МэВ.
г. Монопольные резонансы ЕО (О') В 1975 г. при изучении спектров неупруго рассеянных дейтронов с энергией 80 МэВ на ео Са, оо Уг и '" РЬ и сравнения их со спектрами неупруго рассеянных и-частиц с энергией 96 МэВ получено указание на сущеспювание изоскалярного резонанса монопольного типа (ЕО, ЬТ О) при энертяи возбуясдения (МэВ) Ил 80 1 — цз (13.16) Дополнительные подтверждения существования этого резонанса получены в 1977 г. при исследовании неупругого рассеяния и-частиц на свинце.
Эти исследования показали, что вклад в сечение при И'=80 А "" МэВ и И'=63 А '" МэВ (квадрупольный резонанс) зависит от угла рассеяния, что указывает на наличие двух различных мультипольностей. В связи с тем что реакция неупругого рассеяния и-частиц маловероятна при АТ= 1, новая мультипольность должна быть изоскаляриой. Наглядно изоскалярный монопольный резонанс можно схематически изобразить в виде рис.
72. Имеются некоторые указания на существование изовекторного монопольного гигантского резонанса, механизм которого схематически изображен на рис. 73. В связи с поперечностью электромагнитного излучения монопольный гигантский резонанс нельзя возбудить у-квантами.
Для его возбуждения (вместе с гигантскимп резонансами ~од / l Рнс. 72 Рнс. 73 Глава П. Мадеян атаииих ядер других мультипольностей) можно использовать достаточно тяжелые ионы (например, езЬ1). д. Магнитные и гамоа-теллероасиие резонансы В семидесятые годы появились работы, в которых были обнаружены изоскалярные магнитные гигантские резонансы МО, М! и М2. Возбуждение зтих резонансов сопровождается перестройкой магнитных моментов (например, в результате переворота спина нуклона, 65=1).
Схема возбуждения магнитных резонансов показана на рис. 74 на примере изоскалярного дипольного магнитного резонанса. Из рисунка видно, что при возбуждении магнитного резонанса нуклоны со олином вверх и вниз двигаются в противофазе. В 1979 г. опубликована работа о наблюдении в реакции перезарядки (р, и) так называемого гамов-теллеровского гигантского резонанса (дипольный, изовекторный, магнитный, вг=!'), схема которого показана на рис. 75.
Для возбуждения гамов-теллеровских резонансов характерны переворот спина Ло=1 и изоспина ЛТ=1. В настоящее время гамов-теллеровский резонанс наблюдался для нескольких десятков ядер от до зов рь пп ЬГ=П,Ь5=! 7ПП Рис. 74 вв вп гп ьт-!, ьв-! П гв вв ВП ВП В7П ~гв НП ИП 1ВП И Рис. 76 Рис. 75 у" Ы. Сверхтекучая модель ядра 1б! б. ОБЛАСТЬ ПРИМЕНЕНИЯ ОБОБЩЕННОЙ МОДЕЛИ На рис. 76 условно показана 1штриховыми окружностями) область применения обобщенной модели.
Здесь широкой полосой обозначена область существования всех известных р-стабильных и достаточно долгоживущих 1т>1 мин) р-радиоактивных ядер. Вертикальные и горизонтальные линии, проходящие через магические числа, указывают области действия оболочечной модели. Штриховкой отмечены области, в которых содержатся ядра с большими значениями электрических квадрупольных моментов.
Видно, что эти области сконцентрированы в пределах окружностей. Можно ожидать, что вновь обнаруживаемые ядра из этих областей рисунка также будут относиться к несферическим, В заключение перечислим успехи, достигнутые при помощи обобщенной модели. 1. Получены правильные значения синцов для некоторых несферических ядер (с сохранением найденных ранее верных значений); 2. Объяснены вращательные уровни у несферических ядер, относящихся к середине заполнения ядерных оболочек. 3. Объяснены колебательные спектры некоторых ядер.
4. Объяснены большие значения квадрупольных электрических моментов и повышенная вероятность Е2-переходов для несферическнх ядер. 5. Получено лучшее согласие между расчетными и экспериментальными значениями магнитных моментов ядер. 6. Дано наглядное представление о сущности гигантских резонансов. $14. Сверхтекучая модель ядра При всех успехах оболочеоной и обобщенной моделей ядра ряд закономерностей в свойствах ядер остается необъясненным, даже если учитывать остаточное взаимодействие*.
Во-первых, это отмеченное в й 3, п. 2 различие в массах и энергиях связи четно-четных, нечетных и нечетно-нечетных ядер. Напомним, что это различие учитывается введением в полуэмпирическую формулу для энергии связи б-члена (см. й 10, п. 1). Во-вторых, первый уровень неротационных возбужденных состояний четно-четных ядер находится от основного. состояния ь Остаточное взаимодействие меиду нуклонами — это то, что «остаетсяв после учета эффекта, обусловленного самосогласованнмм потенпналом. Оно приводит к корреляпни меиду нуклонами. !б2 Глава П. Модели атомижя ядер на очень большом расстоянии — около 1 МэВ (энергетическая щель), в то время как для нечетных и нечетно-нечетных ядер первый уровень отстоит от основного состояния всего на несколько десятков килоэлектрон-вольт.
В-третьих, как уже отмечено в 8 13, п. 2, для правильного описания ротационного спектра деформированных ядер приходится вводить эффективный момент инерции Хе=Хо(ЛЯ/Я)2, меньшее значение которого по сравнению с твердотельным значением Уо указывает на сверхтекучий характер вращения. Прн этом моменты инерции нечетных ядер значительно выше, чем четно-четных (н это различие нельзя объяснить присоединением добавочного нуклона). В-четвертых, экспериментальная плотность одночастичных уровней в нечетных деформированных ядрах вдвое больше рассчитанной исходя из потенциала Нильссона (или какого-либо другого, поскольку средняя плотность уровней не зависит от формы потенциала, а определяется только плотностью ядерного вещества).
Для объяснения этих и некоторых других особенностей была предложена сверхтекучая модель ядра, в основе которой лежит выделение из остаточного взаимодействия короткодействующих парных сил и учет их при рассмотрении структуры ядра. Как отмечено в З 3, п. 4, парное взаимодействие есть взаимодействие притяжения между двумя однотипными (спаренными) нуклонами, которые имеют одинаковые энергии Е и моменты 1, но различаются знаком проекции момента 1 на ось симметрии ядра. В четно-четных ядрах все нуклоны спарены, и спины этих ядер равны нулю (полная компенсация спинов, см.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
