Высокоспиновые состояния ядер. РЕАЛЬНАЯ ФИЗИКА. Глоссарий по физике

Высокоспиновые состояния ядер

Высокоспиновые состояния ядер - возбуждённые состояния ядер с большим угл. моментом I. Низшие по энергии состояния ядра с данным I наз. ираст-уровнями. Последовательность ираст-уровней (ираст-состояний) с возрастающими значениями I образует осн. ираст-полосу (рис. 1). При малых I ираст-полоса в деформированных ядрах переходит во вращат. полосу, основанную на осн. состоянии (см. Вращательное движение ядра ).Ираст-область - совокупность высокоспиновых состояний ядер с энергией, несколько большей энергии уровней ираст-полосы. В деформиров. ядрах ираст-область содержит боковые полосы, основанные на одночастичных или колебат. возбуждённых состояниях ядра (см. Оболочечная модель ядра, Колебательные возбуждения ядер). В ираст-области ядро "холодное", т. к. вся энергия идёт на образование угл. момента. У средних и тяжёлых ядер ираст-состояния можно исследовать до I~60, при которых ядро становится неустойчивым относительно деления (см. Деление ядер).

Образование высокоспиновых состояний ядер

Возникают высокоспиновые состояния ядер при многократном кулоновском возбуждении ядер тяжёлыми ионами (до ²⁰⁸Pb) и в ядерных реакциях с тяжёлыми ионами (HI)типа (HI; xn,), z=l,2... . Второй метод начал применяться с 1963, когда Моринага (Morinaga) и П. Гюгелот (P. Gugelot) впервые (1963) использовали реакцию (, 2n) для возбуждения вращат. состояний с I=12.

Реакция (HI; хп, g)проходит в 3 стадии. Вначале образуется составное ядро с I=80 и энергией возбуждения 200 МэВ (для ионов ⁴⁰Ar и ядер с A~120). Далее происходит "испарение" нейтронов (или вылет протонов и a-частиц в случае более лёгких ядер с низким кулоновским барьером). Каждый нейтрон уносит в среднем ~1,5. После испарения нейтронов ядро остаётся в возбуждённом состоянии с60 и 30 МэВ. Из этого всё ещё нагретого состояния ядро "разряжается" тремя каскадами -квантов. Первый статистич. каскад (преим. Е1-переходы, см. Мультиполъное излучение)с ~10 МэВ переводит ядро в возбуждённые состояния с20 МэВ, 35-40. Далее следуют каскад Е2-переходов внутри боковых полос и конкурирующий с ним каскад El-переходов между уровнями разл. боковых полос. Они переводят ядро в состояния с 20 вблизи ираст-полосы. Далее третий каскад Е2-переходов происходит между состояниями основной и боковых ираст-полос. Время с момента образования составного ядра до момента заселения уровней с 7~20 ~10 пс.

Методы исследования. При большой энергии возбуждения плотность уровней вблизи ираст-полосы велика. Поэтому есть огромное число путей -распада ядра. Заселённость уровней с большими и I невелика, и -кванты образуют сплошной спектр. Он имеет максимум при <2МэВ, соответствующий переходам в ираст-области, и экспоненциально спадающую часть высокоспиновых состояний ядер при больших энергиях. Основная информация о высокоспиновых состояниях ядер с 30 заключена в максимуме с = 1,5-2,0 МэВ.

Конкуренция Е2- и Е1-переходов в ираст-области приводит к тому, что различные пути распада сходятся в интервале I=20-30 (в зависимости от типа реакции). Поэтому заселённость уровней с меньшими I становится достаточно большой для получения разрешённых линий третьего каскада, образующих дискретный спектр -квантов. Он позволяет установить энергии уровней в основной и нек-рых боковых ираст-полосах вплоть до I=20-30.

Угл. момент составного ядра ориентирован в плоскости, перпендикулярной падающему пучку ионов, что обеспечивает анизотропию g- излучения (~0,8-0,9 для уровней с I=20-30). Измерение угл. распределения g-квантов позволяет определить мультипольности переходов и I уровней (см. Гамма-излучение).

Для измерения времени жизни высокоспиновых состояний ядер используется Доплера эффект .Ионы ⁴⁰Ar (и более тяжёлые) выбивают составное ядро из тонкой мишени в вакуум, где его скорость может достигать 0,02с, -кванты, испущенные этим ядром, испытывают доплеровское смещение, если ядро не успеет попасть в поглотитель, поставленный на пути ядер отдачи. Ядра, попавшие в поглотитель, испустят -кванты без доплеровского смещения. Измеряя долю последних и передвигая поглотитель (т. е. изменяя время пролёта ядра отдачи), определяют время жизни уровня. Использование ионов тяжелее ядра-мишени увеличивает точность измерения времени жизни высокоспиновых состояний ядер, что позволяет судить об изменении внутр. квадрупольного момента во вращат. полосе.

Макс. угл. момент I₀, к-рый можно передать ядру в реакциях с тяжёлыми ионами, ограничен неустойчивостью составного ядра относительно деления. С увеличением I барьер деления В уменьшается и обращается в 0 при I=I₀; I₀ зависит от А (рис. 2). Выше кривой B=0 ядро теряет угл. момент: правее в процессе деления, левее преим. за счёт испарения нуклонов и -частиц. Ниже кривой B=0 I уменьшается в процессе испарения нейтронов и излучения -квантов. Сказанное справедливо для ядра в ираст-состояниях. В реакции с тяжёлыми ионами ядро с большим I образуется в "нагретом" состоянии, из к-рого деление может идти даже при В>0. В этом случае I₀ определяется по кривой В=8 МэВ.

Рис. 2. Зависимость максимального углового момента I₀ ядер от их массового числа в капельной модели ядра.

Изучение уровней ядра в ираст-области (ираст-спектроскопия) установило, что плотность уровней в области I~20 и 5 МэВ порядка одночастичной плотности уровней вблизи основного состояния ядра (для той же энергии плотность уровней с малыми I в 10⁴ раз больше). Это делает доступным измерение энергий и мультипольностей -переходов, гиромагнитных отношений ядра и т. п.

Угловой момент высокоспиновых состояний ядер обусловлен коллективным вращением ядра (J - момент инерции ядра, - частота вращения) и орбитальным движением нуклонов, угл. момент к-рых ориентируется вдоль оси вращения ядра под действием силы Кориолиса:

В соответствии с этим в ядре различают 2 момента инерции: кинематический

и динамический

( аналогичны кинематич. и динамич. эффективным массам электрона, движущегося в кристаллич. решётке). Если энергия вращения ~I², то Если же часть I обусловлена орбитальным движением нуклонов, то энергия вращения . В этом случае:

Второе слагаемое в (1) связано с квазичастичными возбуждениями во вращающемся ядре. Сила Кориолиса стремится ориентировать угл. моменты нуклонов вдоль оси вращения, причём уменьшение энергии связи (корреляции) пары нуклонов компенсируется увеличением энергии кориолисова взаимодействия. Частота вращения ядра определяется соотношением:

где - энергия вращения для момента 7, (I-2) - для (I-2).

Ираст-изомеры. Неколлективные высокоспиновые состояния ядер называются ираст-изомерами из-за их большого времени жизни (см. Изомерия ядерная). Они открыты в 1977. Коллективное вращение в ираст-изомерах полностью отсутствует, и весь угл. момент образован выстроенными в одном направлении угл. моментами j нуклонов. Они наблюдаются в сферич. ядрах с числом нейтронов N или протонов Z, несколько превышающим магич. числа (50, 82, 126). Именно в этих ядрах имеются нуклонные орбиты с большими угл. моментами, с участием к-рых образуются одночастичные возбуждения с выстроенным угл. моментом. Так, в нейтронно-дефицитных ядрах редко земельных элементов с , в образовании ираст-изомеров участвуют подоболочки для нейтронов и для протонов.

Ираст-изомеры изучались с помощью измерения дискретного -спектра. В сферич. ядрах из-за отсутствия интенсивных Е2-переходов в ираст-области Е1-переходы эффективно "охлаждают" составное ядро в направлении ираст-полосы и заселяют ее уровни при I~40. Это позволяет наблюдать дискретные-линии для более высоких I, чем в деформированных ядрах.

Энергии переходов между уровнями ираст-изомеров группируются в области ~ 700 200 кэВ. Время жизни ираст-изомеров изменяется в пределах от неск. до 500 нс. Эти факты подтверждают одночастичную природу ираст-изомеров и объясняются особенностями оболочечнои структуры ядра. В ср. энергия ираст-изомеров (- энергии одночастичных возбуждении) пропорц. I², т. к. из-за принципа Паули зависит от числа одночастичных возбуждений квадратично, а I - линейно. Коэф. пропорциональности в зависимости ~I² на 10 - 15% превышает момент инерции твердой сферы, имеющей размеры ядра. Поэтому с точностью до оболочечных флуктуации (~cотен кэВ) энергии ираст-изомеров описываются той же ф-лой, что и энергия вращения деформированного ядра:

Так, для деформированного ядра ¹⁵²Dy=71 МэВ^-1, а для сферич. ¹⁵⁴Er=70 МэВ^-1 (рис. 3). Однако приближенная зависимость (6) связана не с вращением ядра, а со свойством системы фермионов.

Измерение квадрупольных моментов и гиромагн. отношений ираст-изомеров позволяет установить их многочастичную конфигурацию. Квадрупольный момент, растущий с увеличением I, отвечает параметру деформации = 0,1-0,2 (см. Деформированные ядра ).Возможно, что ядро в этом случае имеет сплюснутую форму с осью симметрии в направлении выстраивания угл. момента, к-рая получается в результате выстраивания одночастичных орбит.

Рис. 3. Ираст-состояния сферического и деформированного ядра. Цифры указывают время жизни уровня.

Mн. ядра имеют ираст-уровни, занимающие промежуточное положение между неколлективными и чисто вращат. состояниями. Пример - ядро ¹⁵⁸Er, у к-рого вклад одночастичного движения в ираст-состояние с =40+ составляет 50%. При больших I и в ираст-области сферических и деформированных ядер не обнаружено изомерных состояний с временами жизни нс. Это указывает на неаксиальную форму ядра в ираст-состояниях при I>40.

Литература по высокоспиновым состояниям ядер

Павличенков И. M, Аномалии вращательных спектров деформированных атомных ядер, "УФН", 1981, т. 133, с. 193. И M. Павличенков.

к библиотеке к оглавлению FAQ по эфирной физике ТОЭЭ ТЭЦ ТПОИ ТИ

Знаете ли Вы, что релятивистское объяснение феномену CMB (космическому микроволновому излучению) придумал человек выдающейся фантазии Иосиф Шкловский (помните книжку миллионного тиража "Вселенная, жизнь, разум"?). Он выдвинул совершенно абсурдную идею, заключавшуюся в том, что это есть "реликтовое" излучение, оставшееся после "Большого Взрыва", то есть от момента "рождения" Вселенной. Хотя из простой логики следует, что Вселенная есть всё, а значит, у нее нет ни начала, ни конца... Подробнее читайте в FAQ по эфирной физике.

НОВОСТИ ФОРУМА

Рыцари теории эфира