1tom - 0393.htm
ас и
С феноменологии, точки зрения 0+ рассматривается как состояние ядра A (N≈\\, Z^1)T принадлежащее тому же мзомультиплету, что и осн. состояние ядра A (N, .Z), т, е. отвечающее тому же изосппну Т≈ (N ≈ , но отличающееся от последнего проекцией изо-
спина Гг: для A (N, Z) TZ=T, для аналогового Г. р.
г+
Гамов-тея. сосюяниа
Аналоговое состояние
Рис. 5. Схема возбуждении заряд овп-обменньтх и нейтральных
резонансов.
Т 2^ Т ≈ 1. Такая схема соответствует приближ╦нному сохранению в ядерных процессах изосшшовой симметрии (нарушаемой эл.-магн. поправками).
Наряду с энергией Г, р., к-рая отсчитывается от осн. состояния ядра A (N, 2), важной характеристикой за-рядово-обменных Г, р. является величина матричного элемента ц, р-перехода в осн. состояние ядра A (N, Z). Энергия аналогового Г. р. определяется разностью ку-ЛОНОБСКИХ энергий Д£к ядер A (N≈1, -Z+1) и A (TV, Z);
а + 1,27 (МэВ), (3)
а и. с точностью до 1≈2% исчерпывает правило сумм, что связано с приближ╦нным сохранением изоспина:
≈ Z.
(4)
Энергия гамов-теллеровского резонанса в ср. ядрах лежит на 2≈4 МэВ выше £ (0 + ) и приближается к £{0 + ) с ростом А и N≈Z. Для тяж╦лых ядер (Pb≈U) энергии ╦ (0 + ) и £ (1 + ) практически совпадают, что может означать приближ╦нную реализацию т. н. спин-изоспиновой (вигнеровской) симметрии в тяж╦лых ядрах (см. Унитарная симметрия), Гамов-теллеровский Г. р. исчерпывает ок. 60% своего правила сумм. Причиной может быть переход в более сложные 1+ состояния (2ч ≈ 2д) либо влияние дал╦ких по энергии, но сильно коллективных состояний, описывающих виртуальные возбуждения самих нуклонов ядра. Если Т ≈ изо-спин аналогового Г. р. ядра A (N, Z), то гамов-телле-ровский Г. р. того же ядра имеет изоспип Т ≈ 1.
Наряду с аналоговым и гамов-теллеровским Г* р. в реакциях (р, п) при энергии протонов ~ 200 МэВ наблюдаются также Г. р. положительно заряж. ветви возбуждений средпих и тяж╦лых ядер с L=l, 5=1
и L≈ 2, S≈{. Первые имеют квантовые числа /я≈ = 0-, 1-,2~, вторые ≈ l+r 2 + , 3 + . Для ветви Д<?= = ≈ 1 наблюдались: в реакции (п~, л+) Г. p. 0+ (2&o>); в р- распаде протонно-избыточных ядер ≈ 1 + ; в fi-захвате ' на ядре 40Са ≈ 1" (5≈0, Z/=l), являющийся отрицат. изотопич. аналогом электрического дипольного Г. р. (рис. 5).
Распад, формирование Г. р. Как правило, Г. р. расположены при энергиях возбуждения» превышающих пороги испускания частиц из ядра, и, следовательно, распадаются преим, с вылетом нуклонов или л╦гких ядер. Самые л╦гкие ядра распадаются преим. с испусканием ос-частиц; с ростом А возрастает доля протонного канала, однако с увеличением Z он обрезается кулоновским барьером ядра. Тяж╦лые ядра распадаются в основном с испусканием нейтронов. Наблюдается также деление ядра из Г. р. El и Е2. Распад аналоговых Г. р. ид╦т л со как с BbtJieTOM протонов, так и по нейтронному каналу 45о (запрещ╦нному при строгом сохранении изоспина).
Изучение каналов распада Г. р. позволяет выяснить его формирование, изучить его связь с др. возбуждениями ядра, получить информацию о поведении кулоновского барьера при колебаниях ядра, распады Г. р. дают информацию о вкладе различных одночастичиых состояний в структуру коллективного состояния.
Взаимодействие ядра с внеш. полем с образованием Г. р. разделяется на ряд этапов. На 1-м этапе происходит рождение частично-дырочного возбуждения, отвечающего состояниям 1ч≈1д над поверхностью Ферми исходного ядра. На 2-м этапе возбужд╦нная пара взаимодействует с нуклонами ядра, образуя другое {1ч≈ 1д) состояние или две частично-дырочных пары (2ч≈ 2д-состояние). Далее образуются (Зч ≈ Зд) и более сложные конфигурации, пока не установится стати-стич. равновесие.
Полная ширина Г. р. (Г) обусловлена двумя процессами: прямым распадом в область непрерывного спектра
(Г^)Г^ и распадом (1ч ≈ 1д)-конфигураций на более сложные многочастичные (Г^). Смешивание со сложными конфигурациями приводит к потере когерентности и образованию состояний составного ядра. Макроскопически Г | связано с «ядерной вязкостью», приводящей к затуханию колебаний ядра. При распаде л╦г-
ких ядер в полной ширине Г, р. преобладает Г^, для тяж╦лых ≈ Г г , прич╦м для последних в случае
El Г ,~80≈90% от полной ширины.
Экспериментальные методы. Г. р. возбуждаются за сч╦т эл.-магн. и сильного взаимодействий частиц с ядром. При взаимодействии Y-квантов с энергией 10≈ ≈25 МэБ с ядром избирательно возбуждается Г. р, £'1, т. к. длина волны у-квантов A, '3>R, а Г. р. высших мулътиполъностей подавлены в отношении (Л/Х)2^"1'.
Осн. метод изучения др. Г. р.≈ неупругое рассеяние частиц. Напр., при веупругом рассеянии быстрых электронов возбуждаются все Г. р. с ДГ≈0 и ДГ=1, но имеет место высокий уровень фона. В неупругом рассеянии протонов также могут возбуждаться все виды Г. р., однако кинематич. особенности реакции при энергии протонов £р^40≈50 МэВ уменьшают вероятность возбуждения Г. р. с ДТ1≈!, 5=1. Г. р. выделяются над фоной (связанным с прямым выбиванием протонов из ядра) при £р>100 МэВ.
Наилучшие результаты для изучения изоскалярных Г. р. да╦т рассеяние а-частиц и ядер 6Li с энергией >100МэВ (рис.4). В этих процессах запрещено возбуждение Г. р. с Д21≈1 (а в случае 61л имеет место значит. снижение фона).
Для изучения зарядово-обменных резонанса» используют реакции перезарядки нуклонов. В реакции.(р, п) возможно возбуждение состояний как с 3=0, так и S= 1, прич╦м первые возбуждаются при энергиях £р<40 МэВ, а вторые при £р~100≈200 МэВ. В реакции (6Li, 6Не) возможно лишь образование Г. р, с 5=1.
Для изучения Г. р. нейтральной ветви использовались также реакции (d, d'}, (3He, 3He'), рассеяние л╦гких и тяж╦лых ионов, в положит, ветви ≈ (я+, л°), (3Не, 3Н), в отрицат. ветви (7Li, 7Ве) ≈ (п, р), (я ~, л +), ji-захват и р-распад протонно-избыточных ядер.
Лит.: Наумов Ю. В., Крафт О. К., Изоспин в ядерной физике, Л., 1972; Айзенберг IT., Г р а fi-не р В., Модели ядкр. Коллективные и о дно частичные явления, пер. с англ., М., 1975; Б о р О., М о т т R л ь с о н Б., Структура атомного ядра, пер. с англ,, г, 2, M.f 1977; Вер т ч Д ж. Ф., Колебания атомных ядер, пер. с англ., «В мире науки», 1983, ╧ 7, с. 16.
Ю, В. Гапонов, С. П. Камердэкиев, А. А. Оглоблин.
ГИГАНТСКИЕ СИЛЫ ОСЦИЛЛЯТОРА ≈ возникают,
когда оптически создаваемый экситан рождается в свя* за ином состоянии. Это может быть связанное состояние экситона с примесным центром (экситонно-нримесный комплекс ≈ ЭПК) либо с др. квазичастицей (с др. экси-тоном, магноиом, фононом и др.)- Необходимо только, чтобы энергия связи £св -С ^ гДе ^э ≈ ширина экситонной зоны (рис.).
")
}
