1tom - 0392.htm

451
указанной в табл. 2, есть и др. эмпирии ф-лы для
его энергии, напр, 8=32Д^^1/3+21 А~¹^ (МэВ).
Г. p. Е2 изучен для большинства ядер и установлен во мн. ядерных реакциях для разных энергий налетающих частиц. Его можно возбудить, бомбардируя ядро протонами и более массивными ядерными частицами,
Табл. 2, ≈ Некоторые данные о нейтральных EL-резонансах


			Г,	Сила резонанса
	ДГ	╦, м₉в	МэВ	(% исчерпания правила сумм)
.EO . - . -	0	ЙОА-VJ	2 , 5≈4	-100 для А > 90
Ь'1 . . . .		78 A -V*	4≈8	100 для А > 100
£2 . , , ,	0	65A-'/₃	∙> r, _ 7 ≈ i О ≈≈ 1	30≈90
E2 . . . .		120A-Vs	5≈10	80-^100
£3 (ift(u)	0	32 A -V:.	≈	10-20
^ <₃ft«)	0	UOA'Va	5≈7	40≈80

напр. се-частицами или ядрами ⁶Li (рис. 4). Т. к. главным во взаимодействии ct-частиц с нуклонами является сильное взаимодействие, к-рое зарядо-вО'Сдмметрично, то это облегчает возбуждение квадру-польных колебаний, в к-рых протоны и нейтроны участвуют вместе, и исключает дипольиые колебания.
Кроме приведенных в табл. 2 есть указания па существование Г. p. tfOi, £1₀ (ЗЙо>) и £4 (2&ш), Я5_Т EQ. В л╦гких ядрах £ и сила Г. р. уменьшаются по сравнению с табл. 2. Для Г. p. El и Е2 наблюдается фрагментация {форма резонанса не может быть описана одной лорен-цовской кривой).
Особое значение имеет Г. р. ЕО (не наблюдался для ядер с А<60). Он является практически единств, источником сведений о сжимаемости ядра, т. к. в гидродина-мич. модели его энергия выражается ф-лой:
нансно переда╦тся др. нуклонам и приводит к возбуждению Г. р. типа Л/1. Если одновременно с поворотом спина происходит изменение орбитального момента нуклона, то возникают Г. р. высш. магн. мод (ML). Если спины нейтронов и протонов поворачиваются син-фаэно, то это ≈ изоскалярные маги, Г. р., если в нро-тивофазе ≈ изовекторные.
Изменить прецессию спинов и моментов нуклонов можно либо действуя эл.-маш. полем на связанные с ними магн. моменты, либо изменяя ориентацию магн. моментов за сч╦т передачи нуклонам энергии пношюго поля. В первом случае используется гл. обр. неупругое рассеяние электронов на ядрах (е, е'), во втором ≈ реакция неупругого рассеяния протонов (р, р') с энергией 100≈200 МэВ. Когда пион поглощается нуклоном, он изменяет ориентацию его спина. Т. к. каждый нуклон окруж╦н пнонным полем, то бомбардирующий нуклон также может вызвать спиновые колебания.
Наиб, изучены Г. p. Ml к М2. Т, p. Ml отвечает переходам нуклонов с переворотом их спина относительно орбитального момента I без изменения орбитального квантового числа (5 = 1, £=0)_t M2 соответствует переходам нуклонов с переворотом спина и изменением I на 1 (5=1, .6=1). Оба типа Г. р. описываются оболо-чечной моделью как переходы нуклонов из одной оболочки в другую с уч╦том остаточного частично-дырочного взаимодействия.
Рис. 4. Спектр неупруго-рассеянных ядрр ^eLi на ядре "°Zr при начальной энергии ндер *1Л 90 МэВ; пунктир ≈
V
km.
(2)
Здесь т ≈ масса нуклона, k≈ г₀≈≈ ≈ ж╦сткость ядра
($' ≈ энергия, приходящаяся па 1 нуклон, г₀ ≈ ср. расстояние между нуклонами), связанная с его сжимаемостью С соотношением А~¹ = 9С. Ядерная сжимаемость определяет ур-пие состояния вещества вблизи равновесной плотности и скорость звука и_зв в ядерной материи; С¹ = ≈ V~^l ~ (V ≈ объ╦м ядра, р ≈
давление). Из эксперим, данных об энергии 8 (£G) найдено fc=220±3t) МэВ, откуда и_зв=0,15 с.
Спиновые (магнитные) резонансы. Если электрич. Г. р. можно интерпретировать как разл. моды колебаний заряда ядра, то магн- Г, р. связапы с когерентными движениями моментов нуклонов. С каждым нуклоном связаны орбитальный момент его движения относительно центра массы ядра (/=0, h, 2h . , .) и спин s=Vr_t к-рый прецессирует вокруг орбитального момента, складываясь с ним в полный момент / и ориентируясь параллельно [/≈ </+V?)E] или антипараллельно (;'= (I≈ ≈V«)ft.] к первому. По мере увеличения А нейтроны и протоны последовательно заполняют свои оболочки с фиксированными / и /", прич╦м в каждой оболочке нуклоны расположены так, чтобы попарно скомпенсировать полные моменты и образовать систему с суммарным моментом, равным 0 (для четно-ч╦тных ядер). Оболочки с параллельным расположением спина и орбитального момента заполняются раньше, чем с аытипараллель-ным, так что в таких ядрах возникает преим. направление прецессии спина относительно орбитального момента. Изменение этого направления на противоположное у одного нуклона в силу их взаимодействия резо-
20 15 1C 50 Энергия зозйужд&кия ядра, МэВ
Энергию Ml можно описать эмпирнч* ф-лой 8(М1)=
=45^4 ~'^^s МэВ; он может располагаться в области дискретного спектра, и тогда он представляется в виде интенсивных уровней 1+ с большой суммарной величиной вероятности у-переходов. Экспериментально кроме ядер с Х<40 он обнаружен (1982) в ядрах с Л>40 (⁴⁸Са, изотопы Ni, Zr и др.) в реакции {р, р') при энергии протонов 200 МэВ. В ^20ВРЬ Ml проявляется как группа 35 уровней 1+ с энергией ^^7,5 МэВ. Т.р.МЗ, для средних и тяж╦лых ядер расположен в области £-6≈10 МэВ. Он измерен в ядрах ^MNi, ⁹°Zr, ¹⁴⁰Ge, ²⁰⁸РЬ с помощью неупругого рассеяния электронов на углы, близкие к 180°.
Зарядово-обменные Г. р. Аналоговый резонанс был открыт экспериментально в 1962 А. Андерсоном (А. Ап-derson) и Вонгом (Ch.-Y. Wong) в реакции (р, п), гамов-теллеровский резонанс обнаружен в 1979. Аналоговый 0⁺ (S≈О, L≈0) и гамов-теллсровский 1+ (S=l, L=0) Г. р. интерпретируются как возбужд╦нные состояния ядра A (N_t Z). С микроскопия, точки зрения ото когерентные возбуждения, построенные из состояний «протон-нейтронная дырка», образованных переходами нейтрона в незаполненные протонные состояния. В случае 0+ такой переход происходит без изменения квантовых чисел нуклонов (см. Аналоговые состояния), а в случае 1 + ≈ с поворотом их спина (рис. 5).
Ш
X
U
X
457
") }