От параметра b зависит также момент инерции ядра. Как показывает сравнение
опытных данных по энергии возбужденных состояний несферических ядер с
формулой (10), наблюдаемые значения J значительно меньше моментов инерции
твёрдого эллипсоида вращения относительно направления, перпендикулярного
оси симметрии. Нет так же ротационных уровней, соответствующих вращению
эллипсоида вокруг оси симметрии. Эти обстоятельства исключают возможность
отождествить вращение несферического ядра с квантовым вращением
твердотельного волчка в буквальном смысле слова. Для ротационной модели
несферических ядер принимается схема, аналогичная квантованию движения
двухатомной молекулы с идентичными бесспиновыми ядрами: вращательный момент
ядер такой молекулы относительно её центра тяжести всегда перпендикулярен
оси симметрии (линии, соединяющей ядра). Из-за свойств симметрии волновой
функции относительно перестановки ядер допустимы только чётные значения
момента вращения (0, 2, 4 и т. д.), что как раз соответствует значениям I
для ротационных состояний несферических ядер с чётными А и Z. Для ядер с
небольшими значениями параметров деформации b, наблюдаемые значения близки
к моменту инерции той части эллипсоида вращения, которая находится вне
вписанного в эллипсоид шара. Такой момент инерции мог бы иметь идеальный
газ, помещенный в сосуд в форме эллипсоида вращения, или, что то же самое,
частицы, движущиеся независимо друг от друга в несферической
эллипсоидальной потенциальной яме. С ростом b момент инерции ядра в такой
модели растет довольно быстро, достигая твердотельного значения. Это
противоречит опытным данным, согласно которым рост l с увеличением Р
происходит значительно медленнее, так что для реальных ядер I принимают
значения, лежащие между моментами инерции части эллипсоида, находящейся вне
вписанного в него шара и твёрдого эллипсоида вращения. Это противоречие
устраняется учётом взаимодействия между частицами, движущимися в
потенциальной яме. При этом, как оказывается, гл. роль играют парные
корреляции «сверхтекучего типа» (см. ниже).
Описанная картина структуры несферического ядра отвечает обобщению
оболочечной модели на случай движения квазичастиц в сферически-
несимметричном потенциальном поле (обобщённая модель). При этом несколько
изменяются и схема энергетических уровней и квантовые числа,
характеризующие индивидуальные орбиты частиц. В связи с появлением
физически выделенного направления — оси симметрии эллипсоида, сохраняется
проекция момента вращения каждой из частиц на эту ось. Момент вращения
частицы при этом перестаёт быть определённым квантовым числом. Практически,
однако, для всех ядер смешивание орбит с разными j мало, так как
несферичность ядра в движении частиц сказывается главным образом на
появлении дополнительного квантового числа.
Для нечетных ядер спин ядра I получается векторным сложением ротационного
момента всего ядра как целого и момента вращения «последнего» нечётного
нуклона. При этом энергия ротационного уровня зависит не только от I, но и
от проекции момента вращения К нечётного нуклона на ось симметрии ядра.
Разным значениям К отвечают разные «ротационные полосы». Общая формула,
определяющая энергию x (I) ротационного уровня нечётного ядра, имеет вид:
(12)
где dK,1/2 = 0, если К № 1/2 и dK,1/2 = 1. при K = 1/2; a — эмпирически
подбираемая константа, характеризующая «связь» момента вращения частицы и
ротационного момента ядра. Моменты инерции для чётных и нечётных по А
несферических ядер по порядку величины одинаковы и таковы, что энергия
возбуждения первого ротационного уровня у ядер редкоземельных элементов
около 100 кэв (это отвечает значениям J ~ 10-47 г·см2).
Существенная черта ротационной модели несферических ядер — сочетание
вращения всего ядра, как целого, с движением отдельных нуклонов в
несферическом потенциальном поле. При этом предполагается, что вращение
всего ядра (т. е. несферической потенциальной ямы) происходит достаточно
медленно сравнительно со скоростью движения нуклонов (адиабатическое
приближение). Более точно последнее означает, что расстояние между
соседними ротационными уровнями должно быть мало сравнительно с
расстояниями между энергетическими уровнями нуклонов в потенциальной яме.
Адиабатическое приближение для описания энергетического спектра некоторых
несферических ядер оказывается недостаточным. В этом случае вводятся
неадиабатические поправки (например, на кориолисовы силы и др.), что
приводит к увеличению числа параметров, определяемых из сравнения теории с
опытом.
Современные данные о ротационных спектрах несферических ядер обильны. У
некоторых ядер известно несколько ротационных полос (например, у ядра 235U
наблюдается 9 полос, причём отдельные ротационные полосы «прослежены»
вплоть до спинов I = 25/2 и более). Несферические ядра в основном
сосредоточены в области больших А. Есть попытки интерпретировать и
некоторые лёгкие ядра как несферические (так в несферичности
«подозревается» ядро 24Mg). Моменты инерции таких лёгких ядер оказываются
примерно в 10 раз меньше, чем у тяжёлых.
Ротационная модель несферических ядер позволяет описать ряд существенных
свойств большой группы ядер. Вместе с тем эта модель не является
последовательной теорией, выведенной из «первых принципов». Её исходные
положения постулированы в соответствии с эмпирическими данными о ядрах. В
рамках этой модели необъяснённым остаётся сам факт возникновения
ротационного спектра (т. е. факт вращения всего ядра, как целого). Попытки
получить ядерные ротационные спектры на основе общей квантовомеханической
теории системы многих тел пока остаются незавершёнными.
Сверхтекучесть ядерного вещества и другие ядерные модели.
Аналогично тому, как спаривание электронов в металлах порождает
сверхпроводимость (см. Купера эффект), спаривание нуклонов должно приводить
к сверхтекучести ядерного вещества. В безграничном ядре (ядерной материи) в
единую «частицу» (куперовскую пару) объединялись бы нуклоны с равными по
величине, но противоположными по знаку импульсами и проекциями спинов. В
реальных ядрах предполагается спаривание нуклонов с одними и теми же
значениями квантовых чисел (j, l) и с противоположными проекциями полного
момента вращения нуклона, равными —j, —j + 1,... j—1, j. Физическая причина
спаривания — взаимодействие частиц, движущихся по индивидуальным орбитам,
как это принимается оболочечной моделью. Впервые на возможность
сверхтекучести ядерной материи указал Н. Н. Боголюбов (1958). Одним из
проявлений сверхтекучести должно быть наличие энергетической щели между
сверхтекучим и нормальным состоянием ядерного вещества. Величина этой щели
определяется энергией связи пары (энергией спаривания), которая для ядерной
материи (насколько можно судить по разности энергий связи чётных и нечётных
ядер) должна составлять ~ 1—2 Мэв. В реальных ядрах наличие энергетической
щели с определённостью установить трудно, поскольку спектр ядерных уровней
дискретен и расстояние между оболочечными уровнями сравнимо с величиной
щели.
Наиболее ярким указанием на сверхтекучесть ядерного вещества является
отличие моментов инерции сильно несферических ядер от твердотельных
значений: теория сверхтекучести ядерного вещества удовлетворительно
объясняет как абсолютные значения моментов инерции, так и их зависимость от
параметра деформации Р. Теория предсказывает также резкое (скачкообразное)
возрастание момента инерции в данной вращательной полосе при некотором
критическом (достаточно большом) спине I. Это явление, аналогичное
разрушению сверхпроводимости достаточно сильным магнитным полем, пока
отчётливо не наблюдалось (в теоретическом предсказании критических значений
I имеются неопределённости). Менее выразительно, но всё же заметно
сказывается сверхтекучесть ядерного вещества на других свойствах ядра: на
вероятностях электромагнитных переходов, на положениях оболочечных уровней
и т. п. Однако в целом сверхтекучесть ядерного вещества выражена в реальных
ядрах не так ярко, как, например, явление сверхпроводимости металлов или
сверхтекучесть гелия при низких температурах. Причиной этого является
ограниченность размера ядра, сравнимая с размером куперовской пары. Менее
надёжны, чем в физике обычных конденсированных сред, и выводы теории
сверхтекучести ядер. Главным препятствием теории и здесь является то
обстоятельство, что взаимодействие между ядерными частицами не может
считаться слабым (в отличие, например, от взаимодействия, приводящего к
спариванию электронов в металле). Поэтому наряду с парными корреляциями
следовало бы учитывать и корреляции большего числа частиц (например,
четырёх). Вопрос о влиянии таких многочастичных корреляций на свойства ядра
остаётся пока открытым.
Описанные ядерные модели являются основными, охватывающими свойства
большинства ядер. Они, однако, не достаточны для описания всех наблюдаемых
свойств основных и возбуждённых состояний ядер. Так, в частности, для
объяснения спектра коллективных возбуждений сферических ядер привлекается
модель поверхностных и квадрупольных колебаний жидкой капли, с которой
отождествляется ядро (вибрационная модель). Для объяснения свойств
некоторых ядер используются представления о кластерной (блочной) структуре
Я. а., например предполагается, что ядро 6Li значительную часть времени
проводит в виде дейтрона и a-частицы, вращающихся относительно центра
тяжести ядра. Все ядерные модели играют роль более или менее вероятных
рабочих гипотез. Последовательное же объяснение наиболее важных свойств
ядер на прочной основе общих физических принципов и данных о взаимодействии
нуклонов остаётся пока одной из нерешенных фундаментальных проблем
современной физики.
Рис.2
Рис.3
Рис.1
Список литературы.
Ландау Л. Д., Смородинский Я. А., Лекции по теории атомного ядра, М., 1955;
Бете Г., Моррисон Ф., Элементарная теория ядра, пер. с англ., М., 1958;
Давыдов А. С., Теория атомного ядра, М., 1958;
Айзенбуд Л., Вигнер Е., Структура ядра, пер. с англ., М., 1959;
Гепперт-Майер М., Йенсен И. Г. Д., Элементарная теория ядерных оболочек,
пер. с англ., М., 1958;
Мигдал А. Б., Теория конечных ферми-систем и свойства атомных ядер, М.,
1965;
Ситенко А. Г., Т артаковски и В. К., Лекции по теории ядра, М., 1972.
-----------------------
[pic]
