405
ного каркаса. Возбуждение ч.≈д. приводит через взаимодействие с др. нуклонами к изменению ср. ядерного поля, к-pbe самосогласованно созда╦т восстанавливающую силу для колебаний. Перераспределение вещества в процессе колебании определяет инерционность каждой моды (эффективную массу фоноиа).
.В силу оболочечиой структуры возбуждения п.≈д. с онрсдсл.. квантовыми числами сосредоточены в узкой области анергий. Взаимодействие возбуждений вед╦т к отделению коллективных мод, концентрирующих значит, часть всей интенсивности переходов ч.≈д. и сдвинутых по энергии от суммы оболочочных энергий частицы и дырки.
Низкочастотные колебат. моды формируются нуклонами, взаимодействующими внутри внешних, не полностью заполненных оболочек и поляризующими остов (валентные нуклоны). При наличии в ядре парных корреляций нуклонов сверхпроводя-шего типа (С. Т. Беляев, 1959) вместо возбуждения ч.≈д. правильнее говорить о двухквазичастичных возбуждениях (разрыв куперовской пары, см. Сверхтекучая модель ядра). В результате коллективизации энергии квадрупольных фононов в нсск. раз меньше энергий разрыва нары. При этом возникают новые моды ≈ когерентные колебания конденсата нуклонпых пар (парные вибрации; О. Бор, 19G4).
Для коллективных мод, формируемых большим числом N простых (одночастичных) возбуждений
A i
(N^A '% А ≈ полисе число нуклонов ядра), вклад каждого простого возбуждения мал. Однако из-за когерентного сложения N вкладов амплитуда коллективного мультипольного перехода (напр., квадруиолыюго для 2 + ≈ фонояов) из основного в однофононное состояние усилена в У N раз по сравнению с одноча-стичным переходом, что да╦т фактор усиления N для вероятностей переходов.
Т. к. JV>1, искажение каждого простого возбуждения из-за выделения коллективного движения мало. Поэтому повторным построением когерентных суперпозиций можно получить многофононные состояния. В этом приближении фононы независимы. Однако уч╦т влияния колебаний на движение нуклонов приводит к ангармонич. взаимодействию фононов между собой, с вращательными движениями ядер и с одночастичными возбуждениями. Существенно модифицируются спектры неч╦тных ядер; вследствие взаимодействия неспаремной частицы с колебаниями е╦ уровни расщепляются в мультиплеты «частица -J- фонон».
К. в. я. играют важную роль в таких коллективных процессах, как деление или слияние ядер» где диссипация энергии осн. движения идет через возбуждение колебат, мод промежуточной двухцентровой системы. Для деления ядер важно наличие октупольных мод вблизи седловой точки, влияющих на угл. распределение и массовую асимметрию осколков. Тонкие детали процесса деления определяются квазистацио-нарцыми колебат. уровнями во втором потенц. минимуме, существующем на стадии сильного растяжения ядра. Есть указания на колебат. движение в возбужд╦нных (нагретых) ядрах и в быстро вращающихся ядрах.
Лит.: Айзенберг И., Грай не р В., Модели ядер. Коллективные и одночастичные явления, пер, с англ., М., 1975; Бор О., Моттельсон Б., Структура атомного ядра» пер. с англ., т. 2, М., 1977; Ципенюк Ю. М. и др., Квантовые эффекты я низноэнергетическом фотоделении тяжелых ядер, «УФН», 1984, т. 144, с. 3. В. Г. Зелевииспий.
КОЛЕБАТЕЛЬНЫЕ СПЕКТРЫ ≈ см. в ст. Молекулярные спектры.
КОЛЕБАТЕЛЬНЫЙ КОНТУР ≈ электрич. цепь, содержащая индуктивность //, ╦мкость С и сопротивление Л, в к-рой могут возбуждаться электрич. колебания (рис. 1).
К. к,≈ электрич. осциллятор, один из осн. элементов радиотехн. систем. Различают линейные и нелиней-
ные К. к. В линейном К. к. его параметры L, С и Л не зависят от интенсивности колебаний и период колебаний не зависит от амплитуды (изохронность колебаний). При отсутствии потерь (Л ≈0} в линейном К. к. происходят свободные гармонические колебания
с частотой (оа≈\!УLC (ф-ла Томпсона). Электрич. энергия колебаний сосредоточивается в ╦мкости 1УЭ≈ ~д*/'2С, а магнитная ≈ в катушке индуктивности WK= = L Q2/2. Периодически с периодом я/о>0 происходит
0,7/
Q
Рис. 1.
Рис. 2.
преобразование электрич* энергии в магнитную, а затем обратно, так что полная энергия системы
где f0 ≈*нач. момент зарядки конденсатора, q ≈ заряд на конденсаторе,
В реальных К, к, из-за наличия потерь при 0<Л<2р
(где p=]f L/C) устанавливаются затухающие колебания с частотой, со ≈К «о≈б2 и амплитудой, пропорциональной е , где б≈R/2L ≈ затухание контура. Качество К. к. характеризуется его добротностью Q== =р/Л ≈о)0/2б. При Л>2рв К. к. колебания отсутствуют и происходит апериодич. процесс разряда конденсатора через катушку индуктивности.
При включении в линейный К. к. генератора с переменной эдс Е≈£0cos £2г в н╦м устанавливаются вынужденные колебания с частотой Q. Напр., при по-следоват. включении эдс амплитуда колебаний напряжения V на конденсаторе, определяемая соотношением
..2^,
зависит не только от амплитуды внеш. эдс, по и от е╦ частоты И. Зависимость амплитуды колебаний в К. к. от Q наз. резонансной характеристикой контура (рис. 2). При Q≈ ю0 V принимает макс, значение» в Q раз превышающее амплитуду внеш. силы EQ. Величину Д£2 ≈ оо/Q наз. полосой пропуск а н и я К. к. На резонансной характеристике ≈ это область частот вблизи w0, соответствующая значению амплитуды V**QJQEQ. Резонансные свойства К. к. позволяют выделить из множества коле-
баний тст частоты которых близки к
Именно
это свойство (избирательность) К. к. используется на практике.
Линейный К. к. описывается дифференц. ур-нием вида
q -\- 26 q -{- o>lg = E0 COS
т. е. является (при #fl=0) системой с одной степенью свободы. Незатухающим колебаниям в К. к, без по-
терь (fi=0, EQ≈ 0) на фазовой плоскости (g, q) соответствуют замкнутые интегральные кривые линейного центра (рис. 3) ≈ вложенные друг в друга эллипсы иди, в частном случае, окружности.
В нелинейном К. к., когда заряд па конденсаторе g ≈ нелинейная ф-ция напряжения или индуктивность катушки L ≈ нелинейная ф-ция тока (напр., в случае кондепсатора с сегнетоэлектриком и индуктивности
X
Jk
ш
ш
О
409
