нижнее белье для полных
მედიცინის კვლევები

   Велика Радянська Енциклопедія

Ядро атомне

   
 

Ядро атомне , центральна масивна частина атома, навколо якої по квантовим орбітах звертаються електрони. Маса Я. а. приблизно в 4Ї10 3 разів більше маси всіх вхідних до складу атома електронів. Розмір Я. а. дуже малий (10 -12 -10 -13 см ), що приблизно в 10 5 разів менше діаметра всього атома. Електричний заряд позитивний і за абсолютною величиною дорівнює сумі зарядів атомних електронів (т. к. атом в цілому електрично нейтральний).

Існування Я. а. було відкрито Е. Резерфордом (1911) в дослідах з розсіювання a-частинок при проходженні їх через речовину. Виявивши, що a-частинки частіше, ніж очікувалося, розсіюються на великі кути, Резерфорд припустив, що позитивний заряд атома зосереджений в малому за розмірами Я. а. (До цього панували уявлення Дж. Томсона , згідно з якими позитивний заряд атома вважався рівномірно розподіленим за його обсягом). Ідея Резерфорда була прийнята його сучасниками не відразу (головною перешкодою була переконаність у неминучому падінні атомних електронів на ядро ??через втрати енергії на електромагнітне випромінювання при русі по орбіті навколо Я. а.). Велику роль в її визнання зіграла знаменита робота Н. Бора (1913), що поклала початок квантової теорії атома . Бор постулював стабільність орбіт як вихідний принцип квантування руху атомних електронів і з нього потім вивів закономірності лінійчатих оптичних спектрів, що пояснювали великий емпіричний матеріал ( Бальмера серія та ін). Дещо пізніше (наприкінці 1913) учень Резерфорда Г. Мозлі експериментально показав, що зміщення короткохвильової межі лінійчатих рентгенівських спектрів атомів при зміні порядкового номера Z елемента в періодичній системі елементів відповідає теорії Бора, якщо допустити, що електричний заряд Я. а. (В одиницях заряду електрона) дорівнює Z. Це відкриття повністю зламало бар'єр недовіри: новий фізичний об'єкт - Я. а. виявився міцно пов'язаним з цілим колом на перший погляд різнорідних явищ, які отримали тепер єдине і фізично прозоре пояснення. Після робіт Мозлі факт існування Я. а. остаточно утвердився у фізиці.

Склад ядра. На час відкриття Я. а. були відомі лише дві елементарні частинки - протон и електрон . Відповідно до цього вважалося ймовірним, що Я. а. складається з них. Однак наприкінці 20-х рр.. 20 в. протонно-електронна гіпотеза зіткнулася з серйозною трудністю, що отримала назву "азотної катастрофи": за протонно-електронної гіпотезі ядро ??азоту повинно було містити 21 частку (14 протонів і 7 електронів), кожна з яких мала спин 1/2. Спін ядра азоту мав бути напівцілим, а згідно з даними по вимірюванню оптичних молекулярних спектрів спін виявився рівним 1.

Склад Я. а. був з'ясований після відкриття Дж. Чедвіком (1932) нейтрона . Маса нейтрона, як з'ясувалося вже з перших експериментів Чедвіка, близька до маси протона, а спін дорівнює 1/2 (встановлено пізніше). Ідея про те, що Я. а. складається з протонів і нейтронів, була вперше висловлена ??у пресі Д. Д. Іваненко (1932) і безпосередньо слідом за цим розвинена В. Гейзенбергом (1932). Припущення про протонно-нейтронном складі ядра отримало надалі повне експериментальне підтвердження. У сучасній ядерній фізиці протон (p) і нейтрон (n) часто об'єднуються загальною назвою нуклон. Загальне число нуклонів в Я. а. називається масовим числом А, число протонів дорівнює заряду ядра Z (в одиницях заряду електрона), число нейтронів N = А - Z . У ізотопів однакове Z, але різні А и N, у ядер - ізобар однакове А і різні Z і N.

У зв'язку з відкриттям нових частинок, більш важких, ніж нуклони, т. н. нуклонних ізобар (див. Резонанси ), з'ясувалося, що вони також повинні входити до складу Я. а. (Внутріядерні нуклони, стикаючись один з одним, можуть перетворюватися на нуклонні ізобари). У найпростішому ядрі - дейтроні , що складається з одного протона і одного нейтрона, нуклони ~ 1% часу повинні перебувати у вигляді нуклонних ізобар. Ряд спостережуваних явищ (особливо ядерних реакцій під дією часток високих енергій) свідчить на користь існування таких ізобарних станів в ядрах. Крім нуклонів і нуклонних ізобар, в ядрах періодично на короткий час (10 -23 -10 -24 сек ) з'являються мезони , в тому числі найлегші з них - p-мезони (см. Пі-мезони ). Взаємодія нуклонів зводиться до багаторазових актів випускання мезона одним з нуклонів і поглинання його іншим. Виникаючі т. о. обмінні мезонні струми позначаються, зокрема, на електромагнітних властивостях ядер. Найбільш виразне прояв обмінних мезонних струмів виявлено в реакції розщеплення дейтрона електронами високих енергій і g-квантами.

Взаємодія нуклонів. Сили, що утримують нуклони в ядрі, називаються ядерними. Це найсильніші з усіх відомих у фізиці взаємодій (див. Сильні взаємодії ). Ядерні сили, що діють між двома нуклонами в ядрі, по порядку величини в сто разів інтенсивніше електростатичного взаємодії між протонами. Важливою властивістю ядерних сил є їх ізотопічна інваріантність , тобто незалежність від зарядового стану нуклонів: ядерні взаємодії двох протонів, двох нейтронів або нейтрона і протона однакові, якщо однакові стану відносного руху цих пар частинок. Величина ядерних сил залежить від відстані між нуклонами, від взаємної орієнтації їх спінів, від орієнтації спінів щодо орбітального моменту обертання і радіусу-вектора, проведеного від однієї частинки до іншої. Відповідно до цього розрізняють ядерні сили центральні, спін-спінові, спін-орбітальні і тензорні.

Ядерні сили характеризуються певним радіусом дії: потенціал цих сил зменшується з відстанню r між частинками швидше, ніж r -2 , а самі сили - швидше, ніж r -3 . З розгляду фізичної природи ядерних сил випливає, що вони повинні спадати з відстанню експоненціально. Радіус дії ядерних сил визначається т. н. Комптонівської довжиною хвилі r0 мезонів, якими обмінюються нуклони в процесі взаємодії:

,

тут m, - маса мезона, ? - Планка постійна , с - швидкість світла у вакуумі. Найбільший радіус дії мають сили, обумовлені обміном p-мезонами. Для них r 0 = 1,41 ф (1 ф = 10 -13 см ). Межнуклонние відстані в ядрах мають саме такий порядок величини, однак істот, внесок у ядерні сили вносять обміни та більш важкими мезонами (m-, r-, w-мезони та ін.) Точна залежність ядерних сил між двома нуклонами від відстані і відносить, внесок ядерних сил, обумовлених обміном мезонів різних типів, з певністю не встановлені. У многонуклонних ядрах можливі сили, які не зводяться до взаємодії тільки пар нуклонів. Роль цих т. н. багаточасткових сил у структурі ядер залишається поки не з'ясованою.

?? Розміри ядер залежать від числа які у них нуклонів. Середня щільність числа р нуклонів в ядрі (їх число в одиниці об'єму) для всіх многонуклонних ядер (A> 0) практично однакова. Це означає, що обсяг ядра пропорційний числу нуклонів А, а його лінійний розмір ~ А 1/3 . Ефективний радіус ядра R визначається співвідношенням:

R = а A 1/3 , (2 )

де константа а близька до Гц , але відрізняється від нього і залежить від того, в яких фізичних явищах вимірюється R. У випадку так званого зарядового радіуса ядра, вимірюваного з розсіювання електронів на ядрах або по положенню енергетичних рівнів m- мезоатомів : а = 1,12 ф. Ефективний радіус, певний з процесів взаємодії адронів (нуклонів, мезонів, a-частинок та ін) з ядрами, дещо більше зарядового: від 1,2 ф до 1,4 ф.

Щільність ядерної речовини фантастично велика порівняно з щільністю звичайних речовин: вона дорівнює приблизно 10 14 г/ см 3. У ядрі r майже постійно в центральній частині і експоненціально убуває до периферії. Для наближеного опису емпіричних даних іноді приймають наступну залежність r від відстані r від центру ядра:

.

Ефективний радіус ядра R дорівнює при цьому R0 + b. Величина b характеризує розмитість кордону ядра, вона майже однакова для всіх ядер ("0,5 ф). Параметр r 0 - подвоєна щільність на" кордоні "ядра, визначається з умови нормування (рівності об'ємного інтеграла від р числу нуклонів А). З (2) випливає, що розміри ядер варіюються по порядку величини від 10 -13 см до 10 -12 см для важких ядер (розмір атома ~ 10 -8 см ). Однак формула ( 2) визначає зростання лінійних розмірів ядер із збільшенням числа нуклонів лише огрубленно, при значному збільшенні А. Зміна ж розміру ядра в разі приєднання до нього одного або двох нуклонів залежить від деталей структури ядра і може бути іррегулярним. Зокрема (як показали вимірювання изотопического зсуву атомних рівнів енергії), іноді радіус ядра при додаванні двох нейтронів навіть зменшується.

Енергія зв'язку і маса ядра. Енергією зв'язку ядра x св називається енергія, яку необхідно затратити на розщеплення ядра на окремі нуклони. Вона дорівнює різниці суми мас входять до нього нуклонів і маси ядра, помноженої на c 2 (див. Відносності теорія ):

x св = (Z mp + Nm n - М) c2. (4)

Тут mp, mn и M - маси протона, нейтрона і ядра. Чудовою особливістю ядер є той факт, що x св приблизно пропорційна числу нуклонів, так що питома енергія зв'язку x св / А слабо змінюється при зміні А (для більшості ядер x св / А "6-8 МеВ ). Ця властивість, зване насиченням ядерних сил, означає, що кожен нуклон ефективно зв'язується не з усіма нуклонами ядра ( в цьому випадку енергія зв'язку була б пропорційна A2 при A "1), а лише з деякими з них. Теоретично це можливо, якщо сили при зміненому відстані змінюють знак (тяжіння на одних відстанях змінюється відштовхуванням на інших ). Пояснити ефект насичення ядерних сил, виходячи з наявних даних про потенціал взаємодії двох нуклонів, поки не вдалося (відомо близько 50 варіантів ядерного межнуклонного потенціалу, задовільно описують властивості дейтрона і розсіювання нуклона на нуклоні; жоден з них не може описати ефект насичення ядерних сил в многонуклонних ядрах).

Незалежність щільності р і питомої енергії зв'язку ядер від числа нуклонів А створює передумови для введення поняття ядерної матерії (безмежного ядра). Фізичними об'єктами, відповідають цьому поняттю, можуть бути не тільки макроскопічні космічні тіла, які мають ядерної щільністю (наприклад, нейтронні зірки ), але, в певному аспекті, і звичайні ядра з чималими А.

Залежність x св від А і Z для всіх відомих ядер наближено описується напівемпіричної масової формулою (вперше запропонованої німецьким фізиком К. Ф. Вейцзеккером в 1935):

. (5)

Тут перше (і найбільше) доданок визначає лінійну залежність x св від A; другий член, що зменшує x св , обумовлений тим, що частина нуклонів знаходиться на поверхні ядра. Третє доданок - енергія електростатичного (кулонівського) відштовхування протонів (обернено пропорційна радіусу ядра і прямо пропорційна квадрату його заряду). Четвертий член враховує вплив на енергію зв'язку нерівності числа протонів і нейтронів в ядрі, п'яте доданок d (A, Z) залежить від парності чисел А і Z; воно дорівнює:

? (6)

Ця порівняно невелика поправка виявляється, проте, вельми істотною для ряду явищ і, зокрема, для процесу розподілу важких ядер. Саме вона визначає подільність ядер непарних по А ізотопів урану під дією повільних нейтронів (див. Ядра атомного ділення ), що й обумовлює виділену роль цих ізотопів у ядерній енергетиці . Всі константи, що входять до формулу (5), підбираються так, щоб найкращим чином задовольнити емпіричним даним. Оптимальне згоду з досвідом досягається при e = 14,03 МеВ , a = 13,03 МеВ , b = 0,5835 МеВ , g = 77,25 МеВ . Формули (5) і (6) можуть бути використані для оцінки енергій зв'язку ядер, не надто віддалених від смуги стабільності ядер. Остання визначається положенням максимуму x св як функції Z при фіксованому А. Ця умова визначає зв'язок між Z і А для стабільних ядер:

Z = A (1,98 +0,15 A 2/3 ) -1 (7)

Формули типу (5) не враховують квантових ефектів, пов'язаних з деталями структури ядер, які можуть призводити до стрибкоподібним змінам x св поблизу деяких значень А і Z ( див. нижче).

Структурні особливості залежно x св від A і Z можуть позначитися вельми істотно в питанні про граничний можливе значенні Z, тобто про кордон періодичної системи елементів. Ця межа обумовлена ??нестійкістю важких ядер щодо процесу поділу. Теоретичні оцінки ймовірності спонтанного поділу ядер не виключають можливості існування "островів стабільності" надважких ядер поблизу Z = 114 і Z = 126.

Квантові характеристики ядер. Я. а. може перебувати в різних квантових станах, що відрізняються один від одного значенням енергії та інших зберігаються в часі фізичних величин. Стан з найменшою можливою для даного ядра енергією називається основним, всі інші - збудженими. До числа найважливіших квантових характеристик ядерного стану відносяться спін I і парність Р. Спін I - ціле число у ядер з парним А і напівціле при непарному. Парність стану Р =? 1 вказує на зміну знака хвильової функції ядра при дзеркальному відображенні простору. Ці дві характеристики часто об'єднують єдиним символом IP або I?. Має місце наступне емпіричне правило: для основних станів ядер з парними А і Z спін дорівнює 0, а хвильова функція парна (IP = 0+). Квантовий стан системи має певну парність Р, якщо система дзеркально симетрична (тобто переходить сама в себе при дзеркальному відображенні). У ядрах дзеркальна симетрія трохи порушена через наявність слабкої взаємодії між нуклонами, не зберігає парність (його інтенсивність по порядку величини ~ 10-5% Від основних сил, що зв'язують нуклони в ядрах). Однак обумовлене слабкою взаємодією змішування станів з різною парністю мало і практично не позначається на структурі ядер.

Крім I і Р, ядерні стану характеризуються також квантовими числами, Що виникають унаслідок динамічної симетрії ядерних взаємодій. Найважливішою з них є ізотопічна інваріантність ядерних сил. Вона призводить до появи у легких ядер (Z ? 20) квантового числа, називається ізотопічним спіном, Або ізоспіном. Ізоспіном ядра T - Ціле число при парному A і напівціле - при непарному. Різні стани ядра можуть мати різний ізоспіном: T ? (А-2Z) / 2. Відомо емпіричне правило, згідно з яким ізоспіном основних станів ядер мінімальні, тобто дорівнюють (А - 2Z) / 2. Ізоспіном характеризує властивості симетрії хвильової функції даного стану ядра щодо заміни p U n. З ізоспіном пов'язане існування ізотопічних ядерних мультиплетов або аналогових станів у ядер з одним і тим же А. Ці стани, хоча і належать різним ядрам (відрізняється за Z і N), мають однакову структуру і, отже, однакові IP і Т. Число таких станів одно 2T + 1. Легчайшее після протона ядро ??- дейтрон має ізоспіном Т = 0 і тому не має аналогів. Ядра 31H і 32He утворюють ізотопічний дублет з T = 1/2. У випадку більш важких ядер членами одного изотопического мультиплета є як основні, так і порушені стану ядер. Це пов'язано з тим, що при зміні Z змінюється кулонівська енергія ядра (вона зростає з числом протонів), і, крім того, при заміні р U n на повній енергії ядра позначається різниця мас протона і нейтрона. Прикладом изотопического мультиплета, що містить як основні, так і порушені стану, є триплет з Т= 1: 148C (осн) - 147N (2,31 МеВ)? 148O (осн) (у дужках вказана енергія збудження). Полуразность числа нейтронів і протонів, називається проекцією ізоспіна, позначається символом Тз. Для членів изотопического мультиплета Тз приймає T + 1 значень, що відрізняються один від одного на одиницю і лежать в інтервалі-Т ? Тз ? T. Величина Тз для ядер визначена так, що для протона Тз = -1/2, А для нейтрона Тз = + 1/2. У фізиці ж елементарних частинок протону приписується позитивне значення Тз, А нейтрону - негативне. Це чисто умовне відмінність у визначеннях викликано міркуваннями зручності (при обраному в ядерній фізиці визначенні Тз ця величина позитивна для більшості ядер).

"Чистота" станів легких ядер по ізоспіном велика - домішки по порядку величини не перевищують 0,1-1%. Для важких ядер ізоспіном не є хорошим квантовим числом (стану з різним ізоспіном змішуються головним чином через електростатичного взаємодії протонів). Проте, відчутні сліди ізотопічної симетрії залишаються і в цьому випадку. Вона проявляється, зокрема, в наявності так званих аналогових резонансів (аналогових станів, що не стабільних щодо розпаду з випусканням нуклонів).

Крім I, P і T, ядерні стани можуть характеризуватися також квантовими числами, пов'язаними з конкретною моделлю, залученої для наближеного опису ядра (див. нижче).

Електричні та магнітні моменти ядер. У різних станах ядро ??може мати різні за величиною магнітні дипольні і квадрупольні електричні моменти. Останні можуть бути відмінні від нуля тільки в тому випадку, коли спін I> 1/2. Ядерне стан з певною парністю P не може володіти електричним дипольним моментом. Більш того, навіть при незбереження парності для виникнення електричного дипольного моменту необхідно, щоб взаємодія нуклонів було необоротно у часі (T - неінваріантни). Оскільки за експериментальними даними Т-неінваріантни межнуклонние сили (якщо вони взагалі є) щонайменше в 103 разів слабкіше основних ядерних сил, а ефекти незбереження парності також дуже малі, то електричні дипольні моменти або рівні нулю, або настільки малі, що їх виявлення знаходиться поза межами можливості сучасного ядерного експерименту. Ядерні магнітні дипольні моменти мають порядок величини ядерного магнетона. Електричні квадрупольні моменти змінюються в дуже широких межах: від величин порядку еЇ10-27 см2 (Легкі ядра) до еЇ10-23 см2 (Важкі ядра, е - заряд електрона). У більшості випадків відомі лише магнітні та електричні моменти основних станів, оскільки вони можуть бути виміряні оптичними та радіоспектроскопічними методами (див. Ядерний магнітний резонанс). Значення моментів істотно залежать від структури ядра, розподілу в ньому заряду і струмів. Пояснення спостережуваних величин магнітних дипольних та електричних квадрупольних моментів є пробним каменем для будь-якої моделі ядра.

Структура ядра і моделі ядер. Багаточасткові квантова система з сильним взаємодією, якою є Я. а., З теоретичної точки зору об'єкт виключно складний. Труднощі пов'язані не тільки з кількісно точними обчисленнями фізичних величин, що характеризують ядро, але навіть з якісним розумінням основних властивостей ядерних станів, спектра енергетичних рівнів, механізму ядерних реакцій. Важкі ядра містять багато нуклонів, але все ж їх число не настільки велике, щоб можна було з упевненістю скористатися методами статистичної фізики, Як це робиться в теорії конденсованих середовищ (див. Рідина, Тверде тіло). До математичних труднощів теорії додається недостатня визначеність вихідних даних про ядерні сили. Оскільки межнуклонное взаємодія зводиться до обміну мезонами, пояснення властивостей ядра в кінцевому рахунку має спиратися на релятивістську квантову теорію елементарних часток, яка сама по собі в сучасному її стані не вільна від внутрішніх протиріч і не може вважатися завершеною. Хоча порівняно невеликі в середньому швидкості нуклонів в ядрі (0,1 с) дещо спрощують теорію, дозволяючи будувати її в першому наближенні на основі нерелятивистской квантової механіки, ядерна завдання багатьох тіл залишається поки однією з фундаментальних проблем фізики. З усіх цих причин досі, виходячи з "перших принципів", розглядалася тільки структура найпростіших ядер - дейтрона і тринуклонних ядер 3H і 3He. Структуру більш складних ядер намагаються зрозуміти за допомогою ядерних моделей, в яких ядро ??гіпотетично уподібнюється-якої більш простий і краще вивченою фізичній системі.

Оболочечная модель. Її прообразом є багатоелектронної атом. Відповідно до цієї моделі, кожен нуклон знаходиться в ядрі в певному індивідуальному квантовому стані, яке характеризується енергією, моментом обертання j його проекцією m на одну з координатних осей і орбітальним моментом обертання l = j? 1/2 [Парність стану нуклона P = (-1) l]. Енергія рівня не залежить від проекції моменту обертання на зовнішню вісь. Тому відповідно до Паулі принципом на кожному енергетичному рівні з моментами j, l може перебувати (2j + 1) тотожних нуклонів (протонів і нейтронів), що утворюють "оболонку" (j, l). Повний момент обертання заповненої оболонки дорівнює нулю. Тому якщо ядро ??складено тільки із заповнених протонних і нейтронних оболонок, то його спін буде також дорівнює нулю. Всякий раз, коли кількість протонів або нейтронів досягає магічного числа, що відповідає заповненню черговий оболонки, виникає можливість стрибкоподібного зміни деяких характеризують ядро ??величин (зокрема, енергії зв'язку). Це створює подобу періодичності у властивостях ядер залежно від A і Z, аналогічної періодичному закону для атомів. В обох випадках фізичної причиною періодичності є принцип Паулі, який забороняє двом тотожним ферміонами (Часткам з напівцілими спинами) перебувати в одному і тому ж стані. Однак оболочечная структура у ядер проявляється значно слабкіше, ніж в атомах. Відбувається це головним чином тому, що в ядрах індивідуальні квантові стани частинок ("орбіти") обурюються взаємодією ("зіткненнями") їх один з одним набагато сильніше, ніж в атомах. Більш того, відомо, що велика кількість ядерних станів зовсім не схоже на сукупність рухомих в ядрі незалежно один від одного нуклонів, тобто не може бути пояснено в рамках оболонкової моделі. Наявність таких колективних станів вказує на те, що уявлення про індивідуальні нуклонних орбітах є скоріше методичним базисом теорії, зручним для опису деяких станів ядра, ніж фізичною реальністю.

У цьому зв'язку в оболочечную модель вводиться поняття квазічастинок - елементарних збуджень середовища, ефективно провідних себе в багатьох відносинах подібно частинкам. При цьому Я. а. розглядається як квантова рідина, Точніше як фермі-рідина кінцевих розмірів. Ядро в основному стані розглядається як вироджений фермі-газ квазічастинок, які ефективно не взаємодіють один з одним, оскільки всякий акт зіткнення, що змінює індивідуальні стану квазічастинок, заборонений принципом Паулі. У збудженому стані ядра, коли 1 або 2 квазічастинки знаходяться на більш високих індивідуальних енергетичних рівнях, ці частинки, звільнивши орбіти, що займалися ними раніше всередині фермі-сфери (див. Фермі поверхню), Можуть взаємодіяти як один з одним, так і з утворилася діркою в нижній оболонці. У результаті взаємодії із зовнішнім квазічастинкою може відбуватися перехід квазічастинок із заповнених станів в незаповнений, внаслідок чого стара дірка зникає, а нова з'являється; це еквівалентно переходу дірки з одного стану в інший. Т. о., Згідно оболочечной моделі, що грунтується на теорії квантової фермі-рідини, спектр нижніх збуджених станів ядер визначається рухом 1-2 квазічастинок поза фермі-сфери і взаємодією їх один з одним і з дірками всередині фермі-сфери. Цим самим пояснення структури многонуклонного ядра при невеликих енергіях збудження фактично зводиться до квантової проблемі 2-4 взаємодіючих тіл (квазічастинка - дірка або 2 квазічастинки - 2 дірки). Застосування теорії фермі-рідини до Я. а. було розвинене А. Б. Мигдаль (1965). Труднощі теорії полягає, однак, у тому, що взаємодія квазічастинок і дірок немало і тому немає впевненості у неможливості появи низькоенергетичного збудженого стану, обумовленого великим числом квазічастинок поза фермі-сфери.

В інших варіантах оболочечной моделі вводиться ефективну взаємодію між квазічастинками в кожній оболонці, що приводить до перемішування первинних конфігурацій індивідуальних станів. Ця взаємодія враховується за методикою теорії збурень (справедливою для малих збурень). Внутрішня непослідовність такої схеми полягає в тому, що ефективна взаємодія, необхідне теорії для опису досвідчених фактів, виявляється аж ніяк не слабким. Крім того, як показує порівняння теоретичних і експериментальних даних, в різних оболонках доводиться вводити різні ефективні взаємодії, що збільшує число емпірично що підбираються параметрів моделі.

Основні теоретичні різновиди моделі оболонок модифікуються іноді введенням різного роду доповнить, взаємодій (наприклад, взаємодії квазічастинок з коливаннями поверхні ядра) для досягнення кращого згоди теорії з експериментом.

Т. о., Сучасна оболочечная модель ядра фактично є напівемпіричної схемою, що дозволяє зрозуміти деякі закономірності в структурі ядер, але не здатної послідовно кількісно описати властивості ядра. Зокрема, зважаючи перерахованих труднощів непросто з'ясувати теоретично порядок заповнення оболонок, а отже, і "магічні числа", які служили б аналогами періодів таблиці Менделєєва для атомів. Порядок заповнення оболонок залежить, по-перше, від характеру силового поля, яке визначає індивідуальні стану квазічастинок, і, по-друге, від змішування конфігурацій. Останнє звичайно приймається до уваги лише для незаповнених оболонок. Спостережувані на досвіді магічні числа нейтронів (2, 8, 20, 28, 40, 50, 82, 126) і протонів (2, 8, 20, 28, 50, 82) відповідають квантовим станам квазічастинок, що рухаються в прямокутної або осциляторній потенційної ямі зі спін-орбітальним взаємодією (саме завдяки йому виникають числа 28, 40, 82 і 126). Пояснення самого факту існування магічних чисел було великим успіхом моделі оболонок, вперше запропонованої М. Гепперт-Майер і Й. Х. Д. Йенсеном в 1949-50.

Др. важливим результатом моделі оболонок навіть у простій формі (без врахування взаємодії квазічастинок) є отримання квантових чисел основних станів непарних ядер і наближений опис даних про магнітних дипольних моментах таких ядер. Згідно оболочечной моделі, ці величини для непарних ядер визначаються станом (величинами j, I) Останнього "неспареного" нуклона. У цьому випадку I = j, P = (-1) l. Магнітний дипольний момент m (в ядерних магнетонах), якщо неспареним нуклоном є нейтрон, дорівнює:

?

У разі неспареного протона:

?

Тут mn = 1,913 і mp = 2,793 - магнітні моменти нейтрона і протона. Залежності m від j при даному l = j? 1/2 називаються лініями Шмідта. Магнітні дипольні моменти практично всіх непарних ядер, згідно досвідченим даними, лежать між лініями Шмідта, але не на самих лініях, як це потрібно найпростішої оболочечной моделлю (рис. 1, 2). Проте близькість експериментальних значень магнітних дипольних моментів ядер до ліній Шмідта така, що, знаючи j - I і m, можна в більшості випадків однозначно визначити I. Дані про квадрупольних електричних моментах ядер значно гірше описуються оболочечной моделлю як за знаком, так і за абсолютною величиною. Істотно, проте, що залежно квадрупольних моментів від А і Z спостерігається періодичність, відповідна магічним числам.

Всі ці відомості про ядра (значення IP, Електричних і магнітних моментів основних станів, магічні числа, дані про збуджених станах) дозволяють прийняти схему заповнення ядерних оболонок, наведену на рис. 3.

Несферичність ядер. Ротаційна модель. Згідно з експериментальними даними в області масових чисел 150 200, квадрупольні моменти Q ядер c I>1/2 надзвичайно великі, вони відрізняються від значень, пророкуються оболочечной моделлю, в 10-100 разів. У цій же області значень А залежність енергії нижніх збуджених станів ядер від спина ядра виявляється вражаюче схожою на залежність енергії обертового дзиги від його моменту обертання. Особливо чітко це виражено у ядер з парними А і Z. У цьому випадку енергія x збудженого рівня зі спіном I дається співвідношенням:

? (10)

де J - величина, практично не залежить від I і має розмірність моменту інерції. Спини збуджених станів в (10) приймають, як показує досвід, лише парні значення: 2, 4, 6, ... (Відповідає основному стану). Ці факти послужили підставою для ротаційної моделі несферіческую ядра, запропонованої американським фізиком Дж. Рейнуотором (1950) і розвиненою в роботах датського фізика О. Бора і американського фізика Б. Моттельсоном Відповідно до цієї моделі, ядро ??являє собою еліпсоїд обертання Його велика (a1) І мала (a2) Півосі виражаються через параметр деформації b ядра співвідношеннями:

,

? (11)

Електричний квадрупольний момент Q несферіческую ядра виражається через b. Параметри b, певні з даних по квадрупольним моментам (не тільки по статичних, а й динамічних - тобто по вірогідності випускання збудженим ядром електричного квадрупольного випромінювання), виявляються по порядку величини рівними 0,1, але варіюються в досить широких межах, досягаючи у деяких ядер рідкоземельних елементів значень, близьких до 0,5. Від параметра b залежить також момент інерції ядра. Як показує порівняння дослідних даних по енергії збуджених станів несферичних ядер з формулою (10), спостережувані значення J значно менше моментів інерції твердого еліпсоїда обертання щодо направлення, перпендикулярного осі симетрії. Ні так само ротаційних рівнів, відповідних обертанню еліпсоїда навколо осі симетрії. Ці обставини виключають можливість ототожнити обертання несферіческую ядра з квантовим обертанням твердотільного дзиги в буквальному сенсі слова. Для ротаційної моделі несферичних ядер приймається схема, аналогічна квантованию руху двоатомних молекули з ідентичними бесспіновимі ядрами: обертальний момент ядер такої молекули щодо її центру ваги завжди перпендикулярний осі симетрії (лінії, що з'єднує ядра). Через властивостей симетрії хвильової функції щодо перестановки ядер допустимі тільки парні значення моменту обертання (0, 2, 4 і т. д.), що якраз відповідає значенням I для ротаційних станів несферичних ядер з парними А і Z. Для ядер з невеликими значеннями параметрів деформації b, спостережувані значення близькі до моменту інерції тієї частини еліпсоїда обертання, яка знаходиться поза вписаного в еліпсоїд кулі. Такий момент інерції міг би мати ідеальний газ, поміщений у посудину у формі еліпсоїда обертання, або, що те ж саме, частки, що рухаються незалежно один від одного в несферіческой еліпсоїдального потенційної ямі. З ростом b момент інерції ядра в такій моделі росте досить швидко, досягаючи твердотільного значення. Це суперечить досвідченим даним, згідно з якими зростання l із збільшенням Р відбувається значно повільніше, так що для реальних ядер I приймають значення, що лежать між моментами інерції частини еліпсоїда, що знаходиться поза вписаного в нього кулі і твердого еліпсоїда обертання. Це протиріччя усувається урахуванням взаємодії між частинками, що рухаються в потенційній ямі. При цьому, як виявляється, гл. роль відіграють парні кореляції "надтекучого типу" (див. нижче).

Описана картина структури несферіческую ядра відповідає узагальненню оболочечной моделі на випадок руху квазічастинок в сферично-несиметричному потенційному полі (узагальнена модель). При цьому дещо змінюються і схема енергетичних рівнів і квантові числа, що характеризують індивідуальні орбіти частинок. У зв'язку з появою фізично виділеного напрямку - осі симетрії еліпсоїда, зберігається проекція моменту обертання кожної з частинок на цю вісь. Момент обертання частки при цьому перестає бути певним квантовим числом. Практично, однак, для всіх ядер змішування орбіт з різними j мало, так як несферичність ядра в русі частинок позначається головним чином на появу додаткового квантового числа.

Для непарних ядер спін ядра I виходить векторним складанням ротаційного моменту всього ядра як цілого і моменту обертання "останнього" непарного нуклона. При цьому енергія ротаційного рівня залежить не тільки від I, а й від проекції моменту обертання До непарного нуклона на вісь симетрії ядра. Різним значенням До відповідають різні "ротаційні смуги". Загальна формула, яка визначає енергію x (I) ротаційного рівня непарного ядра, має вигляд:

, (12)

де dK, 1/2 = 0, якщо К ? 1/2 і dK, 1/2 = 1. при K = 1/2; a - Емпірично Підбирайте константа, що характеризує "зв'язок" моменту обертання частинки і ротаційного моменту ядра. Моменти інерції для парних і непарних по А несферичних ядер по порядку величини однакові і такі, що енергія збудження першого ротаційного рівня у ядер рідкоземельних елементів близько 100 кев (Це відповідає значенням J ~ 10-47 гЇсм2).

Суттєва риса ротаційної моделі несферичних ядер - поєднання обертання всього ядра, як цілого, з рухом окремих нуклонів в несферіческую потенційному полі. При цьому передбачається, що обертання всього ядра (тобто несферіческой потенційної ями) відбувається досить повільно порівняно зі швидкістю руху нуклонів (адиабатическое наближення). Більш точно останнє означає, що відстань між сусідніми ротаційними рівнями повинно бути мало порівняно з відстанями між енергетичними рівнями нуклонів в потенційній ямі. Адіабатичне наближення для опису енергетичного спектра деяких несферичних ядер виявляється недостатнім. У цьому випадку вводяться неадіабатичних поправки (наприклад, на коріолісову сили та ін), що призводить до збільшення числа параметрів, що визначаються з порівняння теорії з досвідом.

Сучасні дані про ротаційних спектрах несферичних ядер рясні. У деяких ядер відомо кілька ротаційних смуг (наприклад, у ядра 235U спостерігається 9 смуг, причому окремі ротаційні смуги "простежено" аж до спинив I = 25/2 і більше). Несферіческую ядра в основному зосереджені в області великих А. Є спроби інтерпретувати і деякі легкі ядра як несферіческую (так в несферичності "підозрюється" ядро 24Mg). Моменти інерції таких легких ядер виявляються приблизно в 10 разів менше, ніж у важких.

Ротаційна модель несферичних ядер дозволяє описати ряд істотних властивостей великої групи ядер. Разом з тим ця модель не є послідовною теорією, виведеної з "перших принципів". Її вихідні положення постульовано відповідно з емпіричними даними про ядрах. У рамках цієї моделі непоясненим залишається сам факт виникнення ротаційного спектра (тобто факт обертання всього ядра, як цілого). Спроби отримати ядерні ротаційні спектри на основі загальної квантовомеханічною теорії системи багатьох тіл поки залишаються незавершеними.

? Надтекучість ядерної речовини та інші ядерні моделі. Аналогічно тому, як спаровування електронів в металах породжує надпровідність (Див. Купера ефект), Спарювання нуклонів повинно призводити до надплинності ядерної речовини. У безмежному ядрі (ядерної матерії) в єдину "частку" (куперовской пару) об'єднувалися б нуклони з рівними за величиною, але протилежними за знаком імпульсами і проекціями спинив. У реальних ядрах передбачається спарювання нуклонів з одними і тими ж значеннями квантових чисел (j, l) і з протилежними проекціями повного моменту обертання нуклона, рівними-j,-j + 1, ... j-1, j. Фізична причина справно - взаємодія частинок, що рухаються по індивідуальних орбітах, як це приймається оболочечной моделлю. Вперше на можливість надплинності ядерної матерії вказав Н. Н. Боголюбов (1958). Одним з проявів надплинності має бути наявність енергетичної щілини між надтекучим і нормальним станом ядерної речовини. Величина цієї щілини визначається енергією зв'язку пари (енергією справно), яка для ядерної матерії (наскільки можна судити по різниці енергій зв'язку парних і непарних ядер) повинна складати ~ 1-2 МеВ. У реальних ядрах наявність енергетичної щілини з певністю встановити важко, оскільки спектр ядерних рівнів дискретний і відстань між оболонковими рівнями порівнянно з величиною щілини.

Найбільш яскравим вказівкою на надтекучість ядерної речовини є відмінність моментів інерції сильно несферичних ядер від твердотільних значень: теорія надплинності ядерної речовини задовільно пояснює як абсолютні значення моментів інерції, так і їх залежність від параметра деформації Р. Теорія передбачає також різке (стрибкоподібне) зростання моменту інерції в даної обертальної смузі при деякому критичному (досить великому) спині I. Це явище, аналогічне руйнування надпровідності досить сильним магнітним полем, поки чітко не спостерігалося (в теоретичному передбаченні критичних значень I маються невизначеності). Менш виразно, та все ж помітно позначається надтекучість ядерної речовини на інших властивостях ядра: на ймовірностях електромагнітних переходів, на положеннях оболонкових рівнів і т. п. Проте в цілому надтекучість ядерної речовини виражена в реальних ядрах не так яскраво, як, наприклад, явище надпровідності металів або надтекучість гелію при низьких температурах. Причиною цього є обмеженість розміру ядра, порівнянна з розміром куперовской пари. Менш надійні, ніж у фізиці звичайних конденсованих середовищ, і висновки теорії надплинності ядер. Головною перешкодою теорії й тут є та обставина, що взаємодія між ядерними частинками не може вважатися слабким (на відміну, наприклад, від взаємодії, що приводить до спаровування електронів в металі). Тому поряд з парними корреляциями слід було б враховувати і кореляції більшого числа частинок (наприклад, чотирьох). Питання про вплив таких багаточасткових кореляцій на властивості ядра залишається поки відкритим.

Описані ядерні моделі є основними, які охоплюють властивості більшості ядер. Вони, однак, не достатні для опису всіх спостережуваних властивостей основних та збуджених станів ядер. Так, зокрема, для пояснення спектру колективних збуджень сферичних ядер залучається модель поверхневих і квадрупольних коливань рідкої краплі, з якою ототожнюється ядро ??(вібраційна модель). Для пояснення властивостей деяких ядер використовуються уявлення про кластерної (блокової) структурі Я. а., Наприклад передбачається, що ядро 6Li значну частину часу проводить у вигляді дейтрона і a-частинки, що обертаються відносно центра ваги ядра. Всі ядерні моделі грають роль більш-менш ймовірних робочих гіпотез. Послідовне ж пояснення найбільш важливих властивостей ядер на міцній основі загальних фізичних принципів і даних про взаємодію нуклонів залишається поки однією з невирішених фундаментальних проблем сучасної фізики.

Літ.: Ландау Л. Д., Смородинский Я. А., Лекції з теорії атомного ядра, М., 1955; Бете Г., Моррісон Ф., Елементарна теорія ядра, пров. з англ., М., 1958; Давидов А. С., Теорія атомного ядра, М., 1958; Айзенбуд Л., Вигнер Е., Структура ядра, пров. з англ., М., 1959; Гепперт-Майер М., Йенсен І. Г. Д., Елементарна теорія ядерних оболонок, пров. з англ., М., 1958; Мигдал А. Б., Теорія кінцевих фермі-систем і властивості атомних ядер, М., 1965; Ситенка А. Г., Т артаковскі і В. К., Лекції з теорії ядра, М ., 1972; Рейнуотер Дж., "Успіхи фізичних наук", 1976, т. 120, ст. 4, с. 529 (пер. з англ.): Бор О., там же, с. 545 (пер. з англ.); Моттельсон Б., там же, с. 563 (пер. з англ.).

© І. С. Шапіро.





Виберіть першу букву в назві статті:

а б в г д е ё ж з и й к л м н о п р с т у ф х ц ч ш щ ы э ю я

Повний політерний каталог статей


 

Алфавітний каталог статей

  а б в г д е ё ж з и й к л м н о п р с т у ф х ц ч ш щ ы э ю я
 


 
енциклопедія  біляші  морс  шашлик  качка