2.Прояв ядерних сил в характеристиках дейтрона

ДЕЙТРОН - связанное состояние протона и нейтрона, ядро одного из изотопов водорода - дейтерия. Обозначается ²H или d. Является простейшей и наиб. хорошо изученной составной системой сильновзаимодействующих частиц. Осн. характеристики: масса 2,0135 а. е. м.; спин l=1; изотопический спин T=0; энергия связи =2,24579 МэВ; магн. момент =0,857406 ядерного магнетона; квадруполъный электрический момент ядра Q=2,859*10^-27 см²; среднеквадратичный радиус (определяемый из упругого рассеяния электронов при небольших передачах импульса) r_d=1,963*10^-13 см.

Нуклоны в Д. в осн. находятся в трпплетном ³S₁-состоянии (орбитальный момент L=0). Однако наличие квадрупольного момента, а также небольшое (2,5%) отличие от суммы магн. моментов протона и нейтрона свидетельствуют о примеси состояния ³D₁ (L=2). Это означает, что ядерные силы нецентральны, т. е. зависят не только от расстояния между нуклонами, но и от ориентации их спинов относительно соединяющего их радиуса-вектора. В Д. наиб. существенны нецентральные силы, вызванные однопионным обменом (см. Ядерные силы, Ядро атомное). Предположение, что магн. момент Д. складывается из магн. моментов протона, нейтрона и магн. момента, связанного с орбитальным движением протона, приводит к соотношению , где р_D - доля состояния ³D₁. Отсюда получалось бы р_D~4%. Положение усложняется заметным вкладом обменных токов, наличие к-рых демонстрируется расхождением (~10%) эксперим. и теоретич. значений сечения захвата тепловых нейтронов Наиб. надёжно доля ³D₁-состояния определяется по положению и величине провала в угл. зависимости сечения упругого рассеяния протонов и пионов высоких энергий на Д., откуда р_D=6,0-6,5%.

S- и D-волновые ф-ции при больших межнуклонных расстояниях r имеют вид:

где , m - масса нуклона, А_S=0,8802, 0,0271.

Структура Д. изучена весьма детально, напр. электрич. формфактор измерен до переданных Д. импульсов 2,5 ГэВ/с, что отвечает расстояниям <0,2*10^-13 см. Информация о структуре Д. является важной составной частью при построении потенциалов нуклон-нуклонного взаимодействия.

T. к. Д.- слабосвязанная система нуклонов, сечение взаимодействия с ним частиц высокой энергии с точностью до небольшой поправки (~ неск. %) равно сумме сечений на протоне и нейтроне. Поэтому Д.- уникальный источник данных о взаимодействиях нейтронов. Из-за сравнит. простоты Д. служит "пробным камнем" при разработке моделей ядерных реакций. Возбуждённых состояний Д. не имеет. Не исключена примесь (~1%) состояний, отличных от двухнуклонных (изобарные конфигурации, многокварковые состояния и т. п.).

Білет №2

1. Заряд ядра. Методи його визначення Заряд ядра дорівнює порядковому номеру хімічного елемента.

Материнське ядро не розрізняє протони і нейтрони. Коли вони знаходяться в ядрі, то вони називаютья нуклонам, а коли вони виходять з ядра, тоді їх можна розрізнити.

Метод визначення заряду ядра запропонував Чадвік в 1920 році. Він спостерігав розсіювання альфа частинок.

1919 р. Астон – масспектометр, дає можливість вимірювати маси з точністю 0,05 Ме.

Заряджена частинка проходить через електричне і магнітне поля. В електричному полі частинка відхиляєтьмя, а в магнітному закручується.

Метод параболи, точність таж сама але на екрані описувалась парабола.

А́томний но́мер (Z) — термін, що застосовується у хімії та фізиці для представлення числа протонів, що містяться в ядрі атома. В атомі, що має нейтральний заряд (тобто не йоні), кількість електронів дорівнює атомному номеру. В ядерній фізиці використовується також термін зарядове число.

Спочатку атомний номер означав місце елемента в періодичній таблиці. При впорядковуванні відомі хімічних елементів за подібністю їх хімічних властивостей, було помічено, що впорядкування їх жорстко за величиною їх атомних мас призводить до певних невідповідностей. Так йод і телур, якщо їх поставити за їх атомними масами, йтимуть у неправильному порядку. Вони значно краще вписуються в таблицю, якщо їх поміняти місцями.

Розміщення, що якнайточніше відповідало хімічним властивостям, і було розміщенням за атомним номером. Цей номер наблизно пропорційний до атомної маси, але є розбіжності, що відбивають деяку іншу властивість, аніж масу.

Аномалії в послідовності врешті пояснив Генрі Моузлі (Henry Gwyn Jeffreys Moseley) 1913 р. Моузлі відкрив жорстку залежність між рентгенівським дифракційним спектром елементів та їх місцем у періодичній таблиці. Пізніше було показано, що атомний номер відповідає електричному зарядові ядра — інакше кажучи, числу протонів. Хімічні властивості елементів визначає не атомна маса, а заряд.

Атомний номер близько пов'язаний з масовим числом (хоча їх не слід плутати), що є числом протонів та нейтронів у ядрі. Масове число часто пишуть після назви елемента, наприклад, вуглець-14.

2. Іонізаційне гальмування заряджених частинок при взаємодії з речовиною Іонізаційні гальмування заряджених частинок. При електромагнітній взаємодії швидких заряджених частинок з електронами речовини останні переходять у збуджений стан, коли вони залишаються всередині атома, відбувається збудження атома, і спектр цих станів має дискретний характер; в тих випадках, коли електрони вириваються з атома, їх енергія може мати будь-які значення, а атом при цьому ионизуется. Збільшення енергії електрона відбувається за рахунок кінетичної енергії падаючої частинки. В обох випадках для стислості прийнято говорити, що енергія летить частки убуває внаслідок іонізаційних втрат. Розглянемо взаємодію важкої зарядженої частинки з електроном. Така частка мізерно відхиляється зі свого прямолінійного шляху і цим відхиленням можна знехтувати. Припустимо, що частинка з зарядом Ze, масою М і швидкістю v пролітає на відстані b від електрона, де b - Прицільний параметр, або параметр удару (мал. 13). Взаємодія частинки з електроном призведе до того, що електрон отримає імпульс в напрямку, перпендикулярному до лінії польоту частинки де F - електростатична сила і - Її складова нормальна до лінії польоту, а t - час польоту

Рис.14. До розрахунку іонізаційних втрат

Рис. 13. Взаємодія зарядженої частинки з електроном атома

Імпульс ж, отриманий в поздовжньому напрямку , Як легко бачити, дорівнює нулю, так як поздовжня компонента сили на шляху до точки найбільшого зближення і після неї має протилежні знаки. Якщо вважати, що взаємодія істотно тільки на деякому відрізку шляху 2b, то час прольоту визначиться як . Кулонівська сила на цій ділянці по порядку величини , Тому імпульс, отриманий електроном, може бути записаний як (15) а передана електрону енергія (16) Цю енергію в середньому і втрачає заряджена частинка. Щоб врахувати всі електрони з даними параметром удару, розглянемо кільцевої циліндр, вісь якого збігається з траєкторією частинки, а бічна поверхня проходить через точку, де знаходиться електрон (рис. 14). Якщо число електронів в 1 речовини одно , То між стінками циліндрів радіусів b і b + db, т. е. в обсязі 2 πbdb (Одиничної довжини), перебуватиме 2 πbdb електронів. У результаті взаємодії з ними заряджена частинка на довжині втратить енергію (17) Для отримання повних іонізаційних втрат треба проінтегрувати (16) по всіх можливих значеннях параметра удару від мінімального до максимального, що дає (18) Межі і вибирають з фізичних міркувань по-різному в релятивістському і нерелятивістському випадках. Так як вони входять під знак логарифма, то особлива точність в їх визначенні не потрібно. При класичному розгляді значення визначається виходячи з максимальної енергії, яка може бути передана електрону в атомі. Така максимальна енергія передається при лобовому зіткненні і дорівнює . Підставивши це значення в (16), отримаємо Облік квантовомеханічний ефектів призводить до дещо іншого виразу Межа визначається з енергії зв'язку електрона в атомі, бо при передачі енергії, меншою характерною енергії збудження атома, порушення його взагалі не відбудеться. У релятивістському випадку потрібно врахувати, що поле падаючої частинки стискається в напрямку руху, а величина Е _н збільшується в разів, де = . Це призводить до того, що енергія буде передаватися також і більш віддаленим електронам де - Середній іонізаційний потенціал атомів поглинаючої речовини. Точний підрахунок дає остаточно для іонізаційних втрат енергії важкої часткою (19) Якщо через речовину проходить не важка частка, а електрон (Z = l), то формула (19) трохи зміниться, так як сам електрон буде відхилятися в процесі взаємодії від свого первісного напрямку і, крім того, виникнуть так звані обмінні ефекти, що мають квантову природу.