Джерела інформації про властивості атомних ядер і про процеси, що відбуваються в них, досить різноманітні. До них належать експерименти, в яких визначається маса атомів (мас-спектрометрія), тонке дослідження оптичних спектрів (надтонка структура спектральних ліній), поведінка молекулярних пучків у високочастотних магнітних полях і багато інших. Однак з перших кроків ядерної фізики і до її сучасного бурхливого розвитку головним джерелом інформації є вивчення випромінювань, що супроводжують спонтанне перетворення радіо активних ядер, а також взаємодії частинок з ядрами поглинаючих їх мішеней. Якщо до того додати, що всі методи детектування, лічби, вимірювання інтенсивності ядерних випромінювань, а також дозиметричні прилади в кінцевому рахунку основані на процесах, викликаних цими випромінюваннями в електронних оболонках і ядрах поглинаючих середовищ, то стане очевидною необхідність вивчення процесів, що супроводжують проходження частинок через речовину.

а) взаємодія протонів з речовиною.

Протони є “голими”, тобто позбавленими електронних оболонок атомними ядрами ₁Н¹. Їх маси рівні 1, в шкалі мас, де за одиницю прийняли 1/16 маси ядра ізотопів ₈О¹⁶, а їх енергія спокою близька до 1 ГеВ, так як атомна одиниця маси рівна 0,931 ГеВ. Тому,якщо обмежитися на перших порах областю енергій суттєво менших 1 ГеВ, то рух і взаємодія перерахованих частинок можна розглядати в нрелятивістському наближенні.

Відмітимо відразу, що втрати енергії випромінювання, які обернено-пропорціональні квадрату маси спокою частинки, для частинок нуклонної маси на 8 і більше порядків менше,ніж для електронів, і ними можна сміливо нехтувати. Лише в області енергій вище тераеВ (10¹²еВ) вони стають помітні, але на область енергій ще не досягнута сучасними прискорювачами і враховувати втрати на випромінювання частинок нуклонної маси треба лише при розкладі процесів взаємодії первинної компоненти космічного випромінювання з ядрами атомів в верхніх шарах атмосфери.

Таким чином для протонів залишаються два суттєвих типи взаємодії: 1) розсіяння на ядрах і 2) іонізаційні ефекти, тобто взаємодія з атомними. Ймовірність процесів розсіяння на ядрах значно менше, ніж взаємодія з електронною оболонкою атома поглинача, що призводить до збудження або іонізації. Внаслідок відносної малості маси електронів, зміни напрямку швидкості швидкої частинки при процесах збудження і іонізації зустрічних атомів не вдається зафіксувати. Траєкторії швидких тяжких заряджених частинок практично прямолінійні, а нечасті злами свідчать про те, що частинка зазнала розсіяння на ядрі.

Структура нуклонів

На початковому етапі дослідження елементарні частинки розглядались як первинні безструктурні утворення матерії. Правда, з розвитком електронної теорії почала складатись думка про те, що електрон подібний до кульки, що має певні розміри (r_кул =e² /(m_ec²)≈2,8110^{-13 см), і виявилось, що фізикам залишилось лише вияснити питання, як розподіляється електричний заряд всередині цієї кульки. Однак швидко виявилось що такі представлення про електрон знаходиться у протиріччі з висновками теорії відносності.}

Вище вже відмічалось, що дослідження проблеми взаємодії елементарних частинок приводять до висновку про те, що взаємодіючі частинки (наприклад нуклони) постійно випускають і поглинають інші частинки (наприклад, π – мезони), які є переносниками взаємодії. Випущений π – мезон, вилітаючи зі швидкістю v ≈c, встигає за час ħ/m_ec² відійти від центру нуклона на віддаль ħ/m_ec≈1,4 10^-13см, після чого він знову поглинається нуклоном. Величина ħ/m_ec з точки зору мезонної теорії і визначає радіус дії ядерних сил.

π-мезони, що наперервно випускаються і поглинаються за час ħ/m_ec²≈10^-23сек, називаються віртуальними. Тут віртуальні мезони вводяться як вигідний спосіб опису взаємодії нуклонів шляхом мезонного поля. Якщо надати нуклонові додаткову ененргію (наприклад при співударі з іншими нуклонами), то замість віртуального π-мезона нуклопами може бути випущений реальний π-мезон.

Таким чином, довкола ядра нуклона (довкола ”голого” нуклона ) виникає хмара з π-мезонів. Крім π-мезонів, нуклони взаємодіють також з К-мезонами і гіперонами, хоча величина цієї взаємодії менша. Основним віртуальним процесом для такої взаємодії є віртуальне випускання (поглинання) К-мезонів.з утворенням гіперона У у відповідності з законом збереження дивності, тобто процес N→Y + K. Віртуальні К-мезони, які утворюються довкола гіперона хмару розміром r_к= ħ/m_кc =(m_π/(m_к) r_π ≈0,37 r_π. Окрім π-мезонів, можливе утворення пар нуклон-антинуклон N«N + ˜N +N.

Отже довкола центру “керна” нуклона (розмірами ~10^{-14 см) має місце система оболонок із нуклон-антинуклонних пар, К-мезонів, пар π-мезонів (піонів) і віртуальних фотонів, що зумовлюють електромагнітну взаємодію.}

Питання про існування структури елементарних частинок в даний час не є предметом дискусій, оскільки є експериментальні докази того що нуклони не є точковими , а мають досить складну структуру.

Роботи по дослідженню структури нуклонів ведуться із використанням потужних синхрофазотронів (див.§9.7). Зокрема в Дубні одним із способів вивчення структури протона було дослідження пружного розсіяння π- мезонів великої енергії (7Бев) на протонах: π +p = p+ π. Група американських фізиків на чолі з Р. Хофштадтером вивчала структуру нуклонів шляхом пружного розсіяння електронів на нуклонах. На рис.68показано розподіл електричного заряду у протоні і нейтроні, отримане Стенфорді.

Рис.68. Розподіл електричного заряду у протоні і нейтроні.

Протону і нейтрону притаманні одні і ті ж заряджені мезонні хмари. У протоні ці хмари додаються, а у нейтроні –погашають одна одну. Хофштадтер вказує, що ще рано приводити кінцеві деталі будови мезонних хмар, або важких мезонів що їх утворюють.

Дейтрон

Дейтрон – ядро важкого водню ₁Н², побудоване з двох нуклонів (протона і нейтрона ), є найпростішим з атомних ядер, що містять більш як один нуклон. Масове число дейтрона А=2, заряд Z=1, маса М= 2,01410219, енергія зв’язку ε_зв= 2,22471 Мев, ε_зв/А =!,1123 Мев на нуклон, магнітний момент в ядерних магнетонах μ_D= +0,857348, електричний квадрупольний момент q_0D= 2,738 10^-27 см² на протон. Повний спін (J = S=L)дейтрону рівний одиниці. Це напевно, говорить про те, що спіни нейтрона і протона в основному стані дейтрона орієнтовані паралельні, їх складанням і зумовлений повний спін дейтрона J=S,L=0.Тому основний стан дейтрона слід розглядати як ³S₁- стан. магнітний момент дейтрона. При цьому слід очікувати, що і магнітний момент дейтрона μ_D= +0,857348 яд магн. Рівний сумі магнітних моментів протона і нейтрона, однак це допущення не оправдується, оскільки сума μ_p+ μ_n= + 0,87964 μ₀ і перевищує μ_Dна величину 0,0229 μ₀, що виходить за межі похибок вимірювань. Наявність квадрупольного моменту і відхилення сумарної величини від μ_Dнапевно свідчить проте, що основний стан дейтрона не є чистим S- станом, а його слід розглядати як як суперпозицю ³S₁ (96%) -і ³D₁(4%)- станів.

У дейтироні протон і нейтрон утримуються разом за допомогою короткодіючих ядерних сил притягання. Тому розгляд дейтрона представляє особливий інтерес, оскільки тут маємо справу з проявом ядерних сил без накладання електромагнітних, крім того задача двох тіл є математично простою і допускає точне вирішення, якщо відомий характер взаємодії.

Ядерні сили не є адитивними і дія пар нуклонів, що знаходяться у сукупності, нерівна взаємодії ізольованої пари нуклонів. Вони залежать від кута між напрямом спіна прямою що з’єднує нуклони, тобто мають тензорний характер. Однак ми не будемо враховувати тензорного характера сил, оскільки вирішення задачі двох нуклонів у наближенні центральних сил якісно правилино описує властивості дейтрона. Енергія зв’язку дейтрона в основному втані рівна 2,225 Мев. Середня ε_зв/А =!,112 Мев. Середня ж енергія зв’язку на нуклон у інших (середніх) ядрах виносить 8- 8,6 Мев. Це порівняння енергії вказує на те, що дейтрон являє собою досить нестійке ядро, що знаходиться на границі стійкості.

Внаслідок того ,що нуклони які утворюють дейтрон в середньому біля 40% часу знаходяться один від одного на віддалях що перевищують r₀- радіус дії ядерних сил, то ядерна сила виявляється використаною не повністю. Це виражається у малій енергії зв’язку дейтрона. Розглянемо для порівняння ядро гелію ₂He⁴. В цьому випадку є 6 парних зв’язків між нуклонами, що утворюють це ядро. Потенціальна енергія системи нуклонів ядра ₂He⁴ збільшується у 6 разів у порівнянні з енергією дейтрона а число нуклонів лише у два рази. Потенціальна енергія притягання стає достатньою для зближення нуклонів на таку віддаль, при якій може бути повністю використана дія ядерних сил. Наслідком цього є різке зростання енергії зв’язку ядра ₂He⁴ у порівнянні з енергією зв’язку дейтрона₁H²

Обмінні сили

Як вже відмічалось, ядерні сили мають характер короткодіючих сил і володіють властивістю насичення. Для пояснення цих властивостей сил було зроблено допущення про те, що вони є квантовомеханічними обмінними силами, тобто вони виникають між двома частинками завдяки обміну третьою частинкою. Такою частинкою що виконує роль “переносника” нуклонної взаємодії є мезон (π⁺, π⁰ і π^- -мезони і , може бути, інші більш важкі мезони). Всі π-мезони слід вважати різними зарядовими станамиоднієї π-частинки. Радіус дії ядерних сил, що виникають при такому обміні π^- -мезони π –мезонами повинен залежати лише від маси частинок-переносників і світових констант ђ і с. Із вказаних вище величин можна скласти тільки одну постійну з розмірністю довжини –комптонівську довжину хвилі π-мезона:

(481)

чисельне значення якої знаходиться у згоді з радіусом дії ядерних сил r₀.

Існують різні можливості обміну, якщо стан двох взаємодіючих нуклонів залежить від їх просторових r₁,r₂ і спінових s₁,s₂ координат. Різні види обмінних сил, що виникають при цьому, прийнято називати по іменах тих авторів, які їх розглядали. Розрізняють три види обмінних сил: сили Майорана, сили Бартлета і сили Гейзенберга. Звичайні ,необмінні ядерні сили прийнято називати силами Вігнера.

Ядерні моделі

Атомні ядра являють собою складні квантовомеханічні системи, побудовані з двох сортів «будівельних цеглин» із протонів і нейтронів. Протони і нейтрони в ядрі зв’язуються внутрішніми силами ядерної взаємодії, між протонами існують також електромагнітні взаємодії.

Для розуміння властивостей атомних ядер корисними є різні фізичні моделі. Конструюється модель таким чином, що спочатку вона з найбільшою точністю враховує певні властивості атомних ядер а пізніше вносяться фізичні і математичні спрощення у вирішення задачі. Зрозуміло, що ніяка проста модель не зможе передати всіх властивостей такої складної системи, якою є ядро. Висновок про придатність тої чи іншої моделі можна зробити лише із співставлення її з експериментом.

Розробка моделей ядра відбувається по двох різних напрямках. Перший напрям характеризується створенням моделей із сильною взаємодією. В цих моделях ядро розглядається як ансамбль сильно взаємодіючих частинок. До даної групи моделей слід віднести: модель рідкої краплі, альфа частинкову модель, модель складового ядра. Другий напрям характеризується створенням моделей незалежних частинок, в яких приймається, що кожен нуклон рухається в усередненому полі всіх інших нуклонів ядра майже незалежно один від одного. До цієї групи слід віднести: модель фермі-газу, модель потенціальної ями, модель оболонок, узагальнену або колективну модель і оптичну модель.

В даному розділі розглянемо фізичні властивості атомних ядер на яких будуються їх моделі а також основні положення деяких моделей.

25 (а)Спін ядра

В §6.3. вже говорилось про те, що власні моменти кількості руху s(спіни) як протону так і нейтрону рівні і моменти кількості ім спінів нуклони, завдяки своєму рухові в ядрах володіють орбітальним моментом кількості руху l. Тому повний момент кількості руху нуклона в ядрі і може бути рівний або сумі, при паралельній орієнтації l і s, або різниці орбітального моменту і спіну при антипаралельній орієнтації l i s, тобто і=l+1/2 або і=l-1/2.

Повний механічний момент ядра І є результатом складання моментів і окремих нуклонів, тобто

Тут сумування проводиться по всіх нуклонах ядра. Експериментальні результати показують, що на даний час ще не було зареєстровано ні одного випадку, який би не узгоджувався з цим правилом. Оскільки повний момент окремого нуклона є півцілим, то в залежності від парності чи непарності масового числа А, величина І буде цілою або півцілою. Дослідні результати показують, що повний момент І для стабільних непарних ядер не перевищує 9/2, а для парних А в більшості випадків лежить в границях від 0 до 5. Це свідчить про те, в природі не зустрічаються ядра, в яких моменти нуклонів j були б напрямлені в одну сторону, так як в цьому випадку величина j могла б доходити до 100 і більше. Всі без виключення парно-парні ядра (тобто з парними z i N)володіють j рівним 0, завдяки попарній компенсації антипаралельно напрямлених повних моментів нуклонів.

1 2 3 4 56