1tom - 0261.htm
333
момента / уровня пропорционально /(/+!). Совокуп-
ность таких ypoimoii образует вращат. полосу. Для тяж╦лых ядер вероятность электрич. квадруполь-ных \Е2) радиац. переходов между соседними нращат. уровнями в полосе больше вероятности одночастичных й'З-переходов в 100 раз (см. Оболочечлая модель ядра, Мулътиполъпое излучение ^ Гамма- излучение]. Число уровней н полосе может быть большим. Так, в ядре ШН1 низшая вращат, полоса прослежена до уровня С /~34 и энергией в ≈ 10,5 МэВ.
Возбуждение вращат. уровней осуществляется электрпч. полем пока, налетающего на ядро (кулонов-ское возбуждение ядер), и R ядерных реакциях с тяжелыми ионами (111). П первом случае сечение возбуждения пропорц. вероятности £2-иерехода. Если на ядро налетает тяж╦лый ион (111), то возможно многократное кулоновское возбуждение, ири к-ром заселяются уровни вращательной полосы с большим / (uanp., до 7=26 для ионов 20йРв) (см. Высокоспин-овые состояния ядер). 13 ядерных реакциях типа (Н1\\ хп, у) заселение уровней происходит сверху при распаде составного ядра.
Вращат. полосы обнаружены у мн, ядер, начиная с 8Ве. Наиб, изучены вращат. состояния ядер с числом нуклонов 150^Ла£188 (.чиитопоидьт) и А >224 (актинои-ды), имеющие в осн. состоянии большую аксиально-симметричную деформацию. В зтих ядрах приближ╦нно можно отделить нращат. движение от внутреннего колебательного и одпочастичного. При зтом каждому внутр. состоянию ядра н его спектре соответствует вращат. полоса с определ. последовательностью/ и пространств. ч╦тностью я, совпадающей с ч╦тностью внутр. состояния, на к-ром колоса оснокана.
Интерпретации нращательных спектров. Если рас-
как тв╦рдое тело, то его вращение описывается с помощью тр╦х Э йлера углов, определяющих ориентацию собственной сметой и координат х ', у/, г', ж╦стко связанной с ядром, относительно лабораторной системы координат .г, у, z. Ось z' напряв-лена вдол ь оси симмст ри и
1*ие, 1. Схема слязи угловых мо-
ментопв медленно вращающемся
аксиально-днформирсшашюм
НД1Х!.
ядра (рис. 1). Т.к. квант, вращение вокруг этой оси невозможно, то гамильтониан вращат, движения имеет вид
нуклонов (рис. 1) . Отсюда следуем что для вращат . полосы 1^К. Следствием аксиальной симметрии является такжр инвариантность относительно поворота на 180° вокруг любой оси, перпендикулярной z (yl~ инвариантность). Это приводит к существованию дополнит. квантового числа, наз. сигнатурой, в соответствии с к- рым различают 54- ч╦тные и 3i~ нечетные уровни.
Вращательные полосы четно-ч╦тных ядер основаны на состояниях с АГ = 0, 1. 2, ... Простейшую структуру имеют полосы с АГ^О+, к которым относится полоса основного состояния. Вследствие .^-инвариаптио-сти УТИ полосы содержат уровни только с ч╦тными /.
Их анергии
(4)
-сматривать ядро
//-
(/<,_/»],
(1)
где/ ≈ оператор полного утл. момента; j ≈ ого часть, обусловленная внутр. движением: нуклонов; J ≈ момент инерции ядра. Ил гамильтониана можно выделить чисто вращат. часть (//=//вр4-Кк):
И
пр
и энергию взаимодействия Корполиса
(2)
(3)
Состояние вращат. движения описывается тремя квантовыми числами: угл. моментом /, его проек]^ней М на ось z и проекцией А' на ось zf, Внутр. дпиженио нуклонов характеризуется проекцией Р угл. момента 3 на ось г'. Условно аксиальной симметрии обеспечика-ет равенство К ≈ О., Кроме того, угл. момент Н коллективного вращении перпендикулярен г', а составляющая / вдоль г' обусловлена только орбитальным движением
В полосах осп. состояния хороню деформированных ядер (4) выполняется с точностью до нсск. десятых процента для уровней с небольшими / (для лантопоидов Й-2// ≈ 30 кэВ, для актиноидов ≈ 15 кэВ).
Низшие вращат. полосы ядер с неч╦тным числом нуклонов основаны на состояниях последней нечетной частицы в несферич. потенциале. Поэтому квантовые числа А', л уровней определяются Q и н нечетного нуклона. Полоса содержит уровни с /=А!, К-\\- 1, А! + 2Т... (К ≈ неч╦тное). Энергия низших у ройной в полосе описывается ф-лой (4), но с меньшей точностью, что обусловлено смешиванием полос, основанных на раал. однонуклонных состояниях, из-за взаимодействия Ко-риолиса (3), Особенно сильно искажены полосы, основанные на состояниях нечетного нуклона, принадлежащих подоболочкс с большим / и с К ≈ 1 /2. Для послед-
них энергия низших уровней
л Ь
1)
(/+Va),
(5)
где я, наз. параметром развязывания, зависит от структуры ядра.
Вращат. полосы неч╦тно-неч╦тных ядер менее изучены. По-видимому, каждой конфигурации (Qn, fip) неч╦тных иойтрона и протона соответствуют 2 полосы с Аг ≈ |Йп-|-Ор| и K = \\Qn ≈ Qp |. Если Qn = fip, то полоса с K. ≈ Q расщепляется па две с уровнями противоположной *#-ч╦тности; ^-ч╦тная полоса имеет ч╦тную иоследонатслыгость /, 54-нечитная≈ неч╦тную.
Электромагнитные переходы во вращательных спектрах, Лдиабатичность приводит к ряду закономерностей для вероятности эл.-магн. переходов. Гифоятность испускания у-кпаптов мультипольности L:
п 8л (L+ 1) 1 / АЙ \\ 2L -\\ 1 п , г, .└,
P^L\\^L-\\ 1>П1~Г ( t Л Ь'' (6) Ь Ц.Ь Н l>!.j ft V ПС У
Здесь Д£ ≈ разность энергий начального (г) и конечного (/) состояний, R(L} ≈ привед╦нная вероятность перехода, зависящая от структуры птих состояний. При этом должны выполняться правила отбора для / и л:
Я( Я/ =
/,≈
( ≈ 1}
≈ для ££-нероходои,
≈ для ML-псроходов.
(8)
Эл.-магн. переходы происходят либо внутри вращат. полосы, либо между урошшми разл, полос, В первом случае согласно (7) и (8) могут происходить либо только переходы А'2, осли |Д/[ ≈ 2, либо Е2 и Л/1, если |Д/[=1. Т.к. внутр. состояния ядра остаются неизменными, то вероятности переходов зависят только от коллективных переменных. Так, вероятность Е2-перехода
20////О2,
(9)
о
-о
с;
ш
<
3
где величина в скобках ≈ Клсбша ≈ Гордана коэффи-
22=
")
}
