1tom - 0262.htm
о
с
<
334
"П^/мЛт, описывающий сложение угл. моментов в еобств. | системе координат, (>└ ≈ внутр. лвадруполъиый электрический момент ядра. Ядра лантоноидов с параметром квадрунольной деформации р2~0,3 имеют Q0~ ~8'1U~2* см2. Для состояний с I^S>K наиб, вероятные переходы с \&1\\ ≈ 2 происходят между уровнями с одинаковой сигнатурой. Переходы с |Д/| ≈1 между уровнями с разной сигнатурой в (К/1)2 раз менее вероятны. Ия (9) следует, что отношение вероятностей /^-переходов определяется только геом. фактором сложения угл. моментов начального и коночного состояний. Эти правила для низших вращат. уровней хорошо деформированных, ядер выполняются с точностью до неск. процент о ц.
Переходы Mi зависят не только от коллективного гиромагн. отношения gg (см. ниже), но и от внутр. g-фактора (gft) нуклонов. Для полос с /£>'/2 приведенные вероятности Л/1-лереходов;
,1 f С П ч * , vo rri , г i' t s\\ . г J.'\\ ∙∙> f \\ (\\\\
полосы на уровни
и
Kj или если К{ или
B(L,7i^Ir)
другой
У--0;
Ji
полосы, если
(\\2)
.V
где с$ ≈ масса нуклона (в полосе с К=1/ъ # зависит дополнительно о-у т.н. магн. параметра развязывания). Соотношение (10) выполняется для низших уровней полос с /Г>1/й с точностью до неск. процентов. Измеряя вероятности Mi-перехода и иная статич. магн. момент ядра, можно найти ## для неч╦тных ядер. Для НИУШИХ состояний четно-ч╦тных ядер ^ находят по величине статич. магн. момента, определяемого по прецессии возбужденного состояния 2 ь ц магн. поле (см. Ядерный магнитный резонанс].
Переходы между уровнями разл, полос менее вероятны, т. к. происходят между ралл. одночастичными состояниями, Для них возникает дополнит, правило отбора:
t (11)
к-рое является следствием приближенного сохранения К. Переходы, для к-рых у ело к ив (11) не выполняется, на;к К- я а и р е щ с н н и м и, а величина \Kj≈Kf[≈L наз. порядком /С-запрета, Хотя правило (11) не являет^ ся строгим из-за приближенного характера адиабатнч-HOC-T1I (см. ниже), тем не меное интенсивность ^-запрещ╦нных переходов ослаблена (~в К)2 на каждый порядок А'-запрета).
Существование н деформированных яОрах приближ╦нных (асилштотич.) квантовых чисел N , кг-, Л, 2 (где N ∙- nZ'-\\-n, ≈ гл. осцшпшторное квантовое чи-
сло; ч2' ≈ квантовое число, определяющее колебание нуклона вдоль оси г'; п. ≈ в плоскости, перпендику-
лярной г'; А ≈ проекция орбитального момента нуклонов на г'; 2 ≈ проекция спина нуклона на z) также приводит к дополнит, правилам отбора для вероятностей одночастичыых переходов (табл.).
Асимптотические правила отбора для «облегченных» Д1ПЮЛЫ1ЫХ переходов
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Порезе од
|
дк
|
длт
|
А" г'
|
дл
|
А 2
|
|
|
|
£1
|
|
±1
|
±1
|
|
|
|
|
|
»
|
±1
|
=1:1
|
|
J:l
|
|
|
|
|
JVM
|
IJ
|
|
1)
|
|
|
|
|
|
»
|
rhl
|
и
|
и
|
|
if 1
|
|
|
|
»
|
±1
|
|
±1
|
-1
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
340
Правила отбора по асимитотич. квантовым числам не являются строгими. Однако их нарушение в «затрудн╦нных» переходах уменьшает вероятность последних в 10≈100 раз по сравнению с «облегч╦нными» переходами.
Отношение привед╦нных вероятностей двух ал.-магн. переходов мудьтипольноети L с уроння ///С; одной
Если Ki~K.fi соотношение (12) переходит и правило интенсиьностей эл.-маш. переходов внутри полосы.
Соотношение (12) выполняется и для облегч╦нных а-, р-пере.\\одов и ядерных реакции передачи нуклонов. Оло является критерием адиабатичности нращония.
Коллектииные параметры. Абс, величины оноргий уровней и вероятностей переходов Е2 и Mi зависят от J, g£ и (>0. Эти параметры определяются внутр. структурой ядра и, оставаясь приближ╦нно постоянными внутри полосы {для не слишком больших /), плавно изменяются от ядра к ядру, а в данном ядре -- от одной полосы к другой.
Момент инерции / вращающегося ядра можно рассматривать как его реакцию на силы Кориолиса, искажающие движение нуклонов в ср. поле. Сильное влияние на / оказывает нааимодсйствпе нуклонов, приводящее к парным корреляциям сверх проводя що г о типа. Б диформир. ядрах пару образуют нуклоны с противоположным знаком Q. В четно-ч╦тных ядрах парные корреляции приводят к характерному спектру одночастччных возбуждений со щелью 2Д (Д ≈ энергия корреляции пары). Они мешают нуклонам участвовать во вращении, уменьшая J приблизительно вдвое по сравнению с твердотельным значением:
*»
|/\\ *> О Q \\ V<**iV -ОД2Р2), (13)
где Л0≈1,2 -A a Ф ≈ среднеквадратичный радиус ядра, р2-≈-1,06 -^ ≈- параметр квадрупольной деформации
(ядро ≈ эллипсоид вращения с полуосями «>&). Для системы невзаимодойстнующих нуклонов, движущихся ср. ноле, J = J-S. Для неч╦тных и неч╦тно-неч╦тных
в
ядер J низших полос в ср. на 20% больше, чем у оси, состояний соседних четно-ч╦тных ядер. Это отличие объясняется уменьшением Д и взаимодействием Корио-лиса \\тсжду одночастичными состояниями.
Парными корреляциями объясняется и отличие величины §ц от аначония Z/A, к-рое получилось бы для равномерно заряженного вращающегося тв╦рдого тела. Для протонов Д больше, чел* для нейтронов, поэтому протоны менее эффективно участвуют во вращении. Это уменьшает g# по сравнению с Z/A ~на 20%.
Отклонения от адиабатичности. В действительности адиабатнчностъ вращения нарушается ужо в самом начале полосы. Однако отклонения невелики, Так, энергия уровней с ./s^lU во вращат. полосе с AT ≈U четно-ч╦тного ядра
прич╦м отношение постоянных 53Д// "- Ю~3 для осн.
хорошо деформлрованпых ядер, Осп. источник неадиаоатнчноети ядерного иравю-пия ≈-сила Корнолиса (3). Для нуклона вблн:ш ферми-поверхности \\' '-'((.}/', где t<) частота вращения ядра,
/р~ А ≈макс, момент нуклонов у поверхности
Ферми. В деформир. ядрах для нары нуклонов FK ^Д. Поэтому осн. параметр иеадпабатпчности
Др. параметры: а,
»
∙/Л- (15)
,≈ ансргин нуклона
на поверхности Ферми), описывающий вааиыодс11сгвив вращения с деформацией; cto,≈17к/сок ≈ to/to^-, описывающий взаимодействие вращения с р- и у-колеба-ниями {см. Колебательные возбуждения ядер) с частотой (ок ^ Д (в А !'Л рая меньше ад). Эффекты центре-
")
}
