Добавил:

ivanov666 Опубликованный материал нарушает ваши авторские права? Сообщите нам.

Вуз:

Башкирский Государственный Аграрный Университет

Предмет:

[НЕСОРТИРОВАННОЕ]

Файл:

книги из ГПНТБ / Прямые реакции и изомерные переходы

..pdf

Скачиваний:

Добавлен:

23.10.2023

Размер:

6.4 Mб

Скачать

☆

<<< < Предыдущая 1 2 3 4 56 / 166 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 > Следующая >>>

.	АААЕЛ/	1 \
	ту М& I 1	1 \
здесь /И — масса ядра;
р и d — плотность	и толщина материала	поглотителя.

Эффективная температура Г* вводится из-за того, что неиз вестно точное распределение скоростей движения атомов в твер дых телах. Обычно пользуются максвелловским распределением для газов, вводя поправки на тепловое движение в твердых те лах, рассчитанные на основании разницы в средней энергии теп ловых колебаний для газов и твердых тел. Тогда [88]

7*=ЗГ(Яз ѳ ! т +

здесь Ѳ — дебаевская температура:

для индия Ѳ = 109°К, Т* = 352°К; для кадмия Ѳ = 300°К, Т*= 368°К; для платины Ѳ = 229°К, Т* = 358°К.

Значения 7"* указаны для случая Т = 350°К. Для низких темпе ратур (Г = 78°К) величина Т* практически не отличается от Т.

Резонансный эффект с надежностью определен только для

случая Г, =350°К,	Т2 = 78°К — Л=0,014 + 0,005, что соответствует
g f 0 = (l,02 ± 0,34) • 10~4 эв.
Для остальных	температур погрешности составили более 50%

ирезультаты сочтены ненадежными.

Вэксперименте с 1 1 'Cd и 1 9 5 Pt также не удалось набрать до

статочно хорошую статистику.

§	6. С р а в н е н и е	р е з у л ь т а т о в измерений	с теорией
Энергетические спектры нечетных ядер в области так назы
ваемых	сферических	ядер представляют собой	довольно слож

ную картину и зачастую не поддаются интерпретации по какойлибо модели ядра. Это связано с тем, что в нечетных ядрах от сутствует энергетическая щель между основным и первыми одночастичными возбужденными состояниями (порядка 1 Мэв и выше

в четно-четных ядрах), т.		е. последние имеют	энергию одного
порядка с коллективными		состояниями. - Примеси	одночастичных
состояний	в коллективных	уровнях с учетом взаимодействия кол
лективных	движений с внутренними степенями свободы еще более

усложняют природу уровней нечетных ядер.

В настоящее время не существует теории, позволяющей дать полное количественное описание свойств низколежащих уровней

нечетных ядер. Поэтому представляют интерес попытки	сравне
ния экспериментальных данных с выводами различных	феноме
нологических моделей.


Вибрационная интерпретация. Бор и		сотрудники		[11] указы
вали, что в тех областях,	где возбуждения		четно-четных ядѴр
соответствуют колебаниям	относительно	равновесной		сфериче

ской іформы, у нечетных ядер внутренние степени свободы взаи модействуют с .коллективными •колебаниями, поскольку эти по следние приводят к изменению поля ядра. Это взаимодействие с


квадрупольныміи		колебаниями		определяется		параметром	q
где k — константа		связи, по порядку величины равная					средней
	потенциальной		энергии	нуклонов;
ш2	— частота квадрупольных			колебаний;		;	"V
С2	— параметр,	соответствующий			эффективному коэффициенту
	поверхностного		натяжения.
Из	формулы видно,		что вблизи		заполненных оболочек		знаме

натель должен возрастать и, поскольку все остальные величины постоянны, связь внутреннего движения с колебаниями должна быть слабой. В этом случае для каждого внутреннего состояния получается коллективный спектр, соответствующий фононным

возбуждениям

(наиболее

вероятным

является '

однофононное

квадірупольное возбуждение).

При

взаимодействии квадрупольного

фонр.на с основным1 со

стоянием (или любым другим

одночастичным'состоянием)

со спи

ном J0 получается

мультиплет

состояний

со. спинами

| / 0

— 2 | ; ^

-< J{

< | У 0

+ 2|

и с четностью

такой "же,

как у

одночастичного

состояния. Энергия

состояний

мультиплетд должна быть

одного

порядка

с энергией

однофононного

состояния;- соседнего

четно-

четного

ядра,

а приведенная

вероятность

возбуждения

этих со

стояний

определяется

формулой

; г

В (Е2,

J0 -

Jf ) =

1 • - l ^ y V S

(Е2)ф ;

( Ш )

здесь

5(Е2)ф — приведенная

вероятность

возбуждения

квадру

польного

фонона.

Согласно этой модели уровни положительной

четности в. об

ласти

1 Мэв у ядра

1 І 5 Іп

можно представить

как

мультиплет,~об-

разовавшийоя

результате

взаимодействия

протонной

дырки

l g 9 / 2

первым

вибрационным

уровнем

u 6 S n

1274

кэв

(согласно

некоторым

источникам—1290

кэв).

Выпишем

эти уровни

их

приведенные вероятности:

• -'.

Е,,кэв

ß ( E 2 ) t [ 1 7 ]

В ( Е 2 ) + [ 2 ]

- : .

934

7/2+

0,05

1,5

± 0 , 4

•

1076

5/2+

0,95±Ö,3Ö; :

0,76'±0,30

1133

11/2+

6,0 ± 2 / 5

7,4'±"1,4

1291

9/2+

4,2 - + 1/3 .

2 , 5 + 0 , 5

1645

13/2+

13±4,'2

" "

(значения В (Е2) f Даны в		е1 • Ю - 5 0 смх ).	Для	уровня	1078	кэв
нами	получено В (Е2) . =	(0,60 ± 0,10) е2	- Ю - 5 0	см\ что	в пре
делах	погрешностей совпадает с данными		кулоновского		возбуж
дения.
Средняя опин-вѳсовая энергия мультиплета в соответствии'						с
теоремой центра тяжести составляет 1272			кэв, что хорошо совпа

дает с энергией вибрационного уровня 1 1 6 Sn. Сумма приведенных вероятностей переходов с уровней мультиплета в основное состо яние равна 24,2±8,3 и близка к значению В (Е2) f =21,2 ±2,5 [17] для вибрационного перехода в 1 1 6 Sn.

Однако остальные данные не укладываются в рамни модели. Основные несоответствия между моделью «дырка-фонон» и эк

спериментальными

результатами следующие:

порядок уровней,

рассчитанный

по

теории

возмущений

[100],

отличается от экспериментального

не

только

по

энергиям,

но и

по

относительному

расположению

спинов (см. рис.

10);

2) существуют переходы между членами мультиплета

(напри

мер, довольно интенсивный переход 1291—"1133 кэв),

запрещен-

'ные моделью;

3) вероятности переходов с уровней мультиплета в основное

состояние

должны

быть

приблизительно

равны

между

собой

(см. (1.28)), однако эксперимент не подтверждает этого.

Модель «возбуждения остова» была предложена

Де-Шалитом

[54]. Она основана на той же идее связи нечетного

нуклона (или

дырки)

возбужденным

состоянием четно-четного

ядра.

Однако

автор избегает .какой-либо идентификации состояния

остова, что

приводит к некоторым выводам, отличающимся от

модели

«дыр

ка-фотон». Общее для обеих

моделей — появление

нечетного

ядра

мультиплета

со спинами

/о±2, / о ± 1 ,

/о, однако

по Де-Ша-

литу определенной последовательности расположения уровней и

спинов нет. Согласно этой модели в ее первоначальном	виде все
значения Л(Е2) і переходов с уровней мультиплета в	основное

состояние должны быть равны значению Ь'(Е2, 2+ -> 0+) для пе

рехода с соответствующего	уровня	соседнего четно-четного ядра,
с которым отождествляется	остов;	причем переходы типа M l с

уровней мультиплета в основное состояние запрещены, а внутри мультиплета разрешены. Позже Де-Шалит усовершенствовал модель введением небольшой примеси основного одночастичиого состояния в состояние мультиплета со спином, равным спину ос новного состояния [55]. В результате оказались возможными М1-

переходы,	а вероятность Е2-перехода	из состояния мультиплета
со спином	Ji=Jo ів основное оказалась	намного меньше вероятно

стей Е2-переходов с остальных уровней мультиплета в основное состояние.

Если в мультиплет	уровней	ядра 1 І 5 Іп	привлечь	состояние
1420 кэв 9/2+, то вероятность		Е2-перехода	1420—'"О кэв хорошо
укладывается в модель.	К сожалению, спины уровней			для энер-

,52.

гий 1,0—1,5 Мэв ядра !1 Ь 1п установлены достаточно надежно											не
для всех возбужденных состояний. Так например, Лемберг											. с
сотрудниками составили следующий мультинлет [2]:
	Е/	кэв	Г	5 ( Е 2 ) \| ,	Центр тя-		Энергия			В (Е2,
				е2-\0-ьосма	»< e c ™		2 + 1 1 G S n , 9 + - 0 + )
					мультиплета			Мэв		iiesn
lis, „	934		7/2+	1,8
« ' " G O	1076		5/2+	1,3
		1133	13/2+	5,2	1,22			1,29		5.8,

116,	1291		11/2+	2,1
50'\|Sn„ — P(gon)
		1420	9/2+	0,6
из которого видно, что независимо от					правильности подбора						ос
тальных членов	мультиплета			уровень 1078 кэв 5/2+ не					укладыва
ется в схему Де-Шалита. Возможно, для1						объяснения			значения
5(Е2) уровня	1078 кэв в рамках модели					необходимо			учитывать
примесь одночастичных состояний и к некоторым другим										мульти-
плетным состояниям,			кроме	тех, у которых		/ , = / 0	(в том числе и
к уровню 1078 кэв). Точный				аналитический		расчет		по	формулам,
предложенным	в	[55], /пока		неосуществим,		поскольку			отсутству
ют сведения о вероятностях				магнитных	переходов			между		члена
ми мультиплета в ядре 1 1 5 Іп.
Ротационная интерпретация. Бэклин и другие								[33], исследуя
распад 1 I 5 Cd, предположили,				что уровень 829 кэв			в ядре , І 5 І п ро

тационный, основанный на уровне 864 кэв. Выдвигая гипотезу о

ротационной полосе	в ядре	1 1 5 Іп,	они исходили из того, что при
веденная вероятность Е2-лерехода			между уровнями 864 и 829 кэв
необычно велика для переходов			в сферических	ядрах (прибли
зительно в 100 раз ускорена		по сравнению с одночастичной оцен
кой по Вайскопфу).	Кроме	того,	El-переходы	на нижележащие

уровни отрицательной четности имеют очень большой фактор за

держки F3 =6,il-107 для перехода		492 кэв и F3=7-\07 для 231		кэв,
в то время	как все измеренные	El-переходы в нечетных сфериче
ских ядрах	имеют Р3=2Л0% [93]. Большая		задержка определяет
существенную разницу между		состояниями	положительной	чет

ности 829 и 864 кэв		и нижележащими состояниями.				Сильное ус
корение Е2-перехода		возможно, если' квадрупольный				момент со
ответствует постоянной деформации в этих состояниях.
	При рассмотрении	диаграммы уровней одночастичных состоя
ний	в деформированном ядре		(по Нилыссону)	обнаруживается,
что	при Z = 49 энергия состояния 1/2+ [431] быстро				падает		с уве
личением положительной деформании, что энергетически							благо
приятно для построения ротационной полосы				на	этом		уровне.
Вероятность Е2-переходов м:ежду состояниями				ротационной по
лосы определяется величиной внутреннего квадрупольного							момен
та	Qo, постоянного для данной		полосы, и коэффициентами				Клеб-
ша—Жордана:

' ;			^	56,4 е 2		Ъе^і	< / , 2К01 у, К > 2 ;		(1.29)
В (Е2, Jl-+Jf)=						= ^ ±
здесь	7*^ (Е2) — период				полураспада		для парциального		Е2-пере-
	Е		хода,	сек.;
		— энергия			перехода, кэв;
	Q0	— в ед.		барн.
Из значения В (Е2) для						перехода 864 -> 829 кэв		получается
Q 0 =2,6 7 барн,			затем	по формуле			Q0 = 0.87Я*8 (1 +	0,55 + . , . )
можно	найтн	параметр			деформации		S = 0,18. Радиус	Rz	опреде
ляется	из выражения			Rz	=	1,2 Л''1 дбл«.

•?/?^

7/2 "

1З/2

Ф*

„/2*

5/2'

. ,/?-

S/2*

				•J/2
(5/2 - IJ./2J
1 * 1 * 1		1450	I	'5/2
/7/2 IS/2 I		1450		'5/2
fS/2*)		"Н9
91/	1	г э ,		s/г
				s/г
(<Ф*1		'«J	'Ф*
	т	в	s/2*
7/2*		93t	г/г*
i/fі/г*	33686«		t/2*
9/2з/г+ ,„„„,„		О829	3/2+
"SIn

5/2

7^2

S/2,/5/2- 3/2 •

s/*

f/2

'З/г

9/2 fi/2	.'
/7/2	-

Р и с . 10. Сравнение уровней	ядра l l 6 I n (И) с предсказаниями F a 3 _
личных	моделей ядра:

/—вибрационной, ///—ротационной; ІѴ~оаночастично-вращательной.

•^Основываясь на3/2идее Бэклина,597 мы также предположили,, , что уровень 1078 кэв 5/2J / + относится к ротационнойЗ/2,полосе7/2 - на уровне

864 кэв	1/2 .	Из наших данных для уровня 1078 кэв					gT 0 - j? =
= 2,7-10~5 эв,		gV0 = 0,74-10"' эв,	откуда	- ^	=	0,36.	Положив
Г = Г т +	Г 0 ,	получим - ^ - = 0,56	и Г Т = (4,1		+	1,2)-Ю- 5		эв.
Э Т О Т переход из активационного уровня					в	изомерное		состо
яние может осуществляться различными путями. Как							известно,
состояние 1078		кэв 5/2+ не заселяется при		ß-раюпаде			1 1 5 Cd	и ли

нии, испускаемые при разрядке этого уровня, их интенсивности и мультипольности неизвестны. По последним данным [33] о спинах и четностях возбужденных состояний 1 1 5 Іп следует предположить,


что	переходы 1078 5/2н—^ 336		кэв	1/2- могут происходить каскад-
но	через уровни 934 7/2+; 864		1/2+; 829 3/2+,		597 кэв ,3/2~.
	Для уровня 934 кэв	измерено		отношение	ширины	перехода
в изомерное состояние		к полной		ширине - ^ = 0 , 6 - Ю - 2		[41]. Да

же при 1000 , 0 -ном переходе 1087 -> 934 кэв недостижима вели-

г_

чина —р- = 0,36. Следовательно, этот вариант заселения изомер ного уровня отпадает (или дает пренебрежимо малый вклад).

Переход по схеме 1078 597 -> 335 кэв также должен давать

малый вклад в величину -^г-, так как согласно [93] все изме ренные факторы задержек для El-переходов в нечетных сфери ческих ядрах имеют значения F3 >• 105, а это соответствует ве личине 0,0025.

Отсюда следует, что переходы 1078 -»- 336 кэв осуществляют ся преимущественно через уровни 829 кэв 3/2+ и 864 кэв

1/2+,

причем

в первом

случае возможна смесь Е2 + M l -типов,

во

втором — чистый Е2-переход. Таким

образом,

наличие

доволь

но

интенсивных переходов

0,36 j

на

уровни

829 и

864

кэв

первом приближении

согласуется с

предположением

об

отне

сении

уровня

1078 кэв

к ротационной

полосе

на

864 кэв

1/2+ .

Рассчитаем энергетику

этой

полосы.

работе

[27]

указано,

что к ней также можно отнести уровень 934

кэв

7/2+,

так

как

Е2-переход

105 кэв

(934

829

кэв)

ускорен

приблизительно

200 раз. Для полосы с К=

1/2

энергии уровней

ротационной

полосы определяются

по формуле

EJ = EQ + ^

[J (J + 1 ) +

а ( -

1 )

( / +

1/2) 8^ 1 / з ;

(1.30)

здесь

Е0 — постоянная,

зависящая

только

от

внутренней струк

туры;

I — эффективный момент инерции относительно оси вра щения, перпендикулярной оси симметрии ядра;

а — параметр развязки, обязанный своим появлением на рушению связи спина с вращательным движением при К= 1/2;

8— дельта-функция		( 8 ^ , ^ = 1 ,	8к + 1 / а =		0).
По энергиям и спинам уровней полосы				К=\/2	находим
	А = -^- =	12,95 кэв,	а = — 1,91.
Энергия состояния со сіпином 5/2+,			определенная			с	помощью
значений момента инерции и параметра			развязки, равна				1018	кэв,
тогда как экспериментальное значение—1078 кэв. В работе								[27]
отмечено,	что формула для	энергии	ротационных			уровней с
/ = const	неправильно описывает уровни			квазиротационных полос,
так как для последних I=£ consl.			а
Рассчитаем теоретические		значения		и /. Параметр			развязки

а согласно модели ' Нильссона определяется следующим выраже нием [11]:

*=(-!)' 2 [ a l + 2 a n a , o ] / + (1.31)

здесь а1А — нормированные коэффициенты разложения по соб ственным функциям, из таблиц Нильссона [11].

Для состояния 1/2+[431] а = - 0,914 (аэксп = - 1,91). Мо мент инерции, найденный из значения А, равен

7зкс„ = - 2 Т Ш 5 - = 2 . 5 - Ю - * 7 г - ^ я .

Момент инерции твердого тела относительно оси, перпендику лярной оси симметрии ядра, определяется по формуле

/ „ = 4 AMR] (1 + 0,31 ß + . . . ) ,

где ß — параметр деформации, связанный с 8 соотношением

• =	2	-	l / ß—^ 0 , 9 5 ß.
	2	у	An
При R0 = 1,2 Ä'3-10~13		см	получаем I n =2,8-10~4 7 г-см2
Момент инерции жидкой			капли

ІЖ = \АМ% ß2 [0,89 4 - 0(ß 2 )] .

Положив для упрощения член в квадратной скобке равным 1, получим / ж = 1 • \0~4а г-см2. Странно, что момент инерции, опре деленный по ротационной формуле (1.30), близок к моменту инер-

ции твердого тела; обычно экспериментальные значения 1 значи

тельно

меньше

/ т в

(в 3—5

раз) и / э

к с п

-»• / т в

при

очень

больших

деформациях (ß >

0,7).

Рассмотрим

вопрос о

вероятностях

переходов.

Зная спины

уровней и величину Q0 , определенную

из

5(Е2 ) для

перехода

8 6 4 8 2 9

кэв

(1.29),

находим

значения

В (Е2)

для

переходов

249 кэв

(1078829 )

и 214 кэв

(1078 ^

864):

В (Е2,

5/2+-^ 1/2+ ) =

0,143

е2 барн2,

= 40,

Г т

1 (Е2) =

6-10~7 эв;

В(Е2,

5/2+->3/2+ ) =

0,04

в2 барн2,

11, Г т 2

(Е2) =

= 0 , 8 - Ю - 7 эв.

Зная

Г т

, можно найти парциальную ширину МІ-перехода 214 кэв:

Г т (

1 )

= Г

ш -

[ r m

i (Е2) +

Г т

(Е2)].

Приведенную

вероятность

Ml-перехода определим

по

формуле

В (М1)= 5,7 • Ю - 5 -

где

w =

— обычная вероятность

перехода;

т — время

жизни

уровня

= y j .

Вычисленная таким образом приведенная вероятность пере

хода

составила

5 ( M l = 0,273 ("2^—)

задержкой

относитель

но

одночастичной

оценки

F3 = 8.

Для

ротационных

полос с

К=

1/2 приведенная

вероятность перехода

типа

M l из

состояния

в состояние Jf

той же вращательной

полосы дается

формулой

X A» [gk - gRy[l + b0 ( - 1 ) У > + ' Ч . v, j 2 -

(1-32)

Здесь константы gk и 60 определяются внутренней конфигура цией нуклонов, a вращательным коллективным движением. Для нахождения двух неизвестных параметров в этом выраже

нии [gk — gR^2 и b0 привлечем,		кроме вычисленного значения
В (Ml) =	0,273 ^ І Щ ^ . е ш-е одно	для перехода типа M l между
уровнями	864 и 829 кэв, рассчитанное		Бэклиным [33]:
			2
	В (Ml ) = 8-10~3		(4)

Решение системы	уравнений	дает
Ь01 = -	0,92; bQ2 = -	1,08; (gf t -	gR) = ± 5,7.
•Сравним эти значения с теоретическими			оценками, получаемыми
по формулам

*o = ( - 1 ) '

Здесь вводятся величины эффективного

gs -фактора для продоль

ной ( II ) и поперечной

(J_) поляризаций спина.

Бэклин

другие [33], исследуя

Ml-переход 35,6 кэв

между

уровнями 864 и 829 кэв,

нашли, что наилучшее согласие с экспери

ментом

получается

при

= 0,7 gs,

в то время

как

при из

менении

результаты

меняются

незначительно. Для одиноч-

ного протона

=5,585. gt = 1. Мы

выбрали

значения

е"4фф=

0,7-5,585 =

3,91,

g!j

= gs = 5,585. Величина gR

ротацион-

ной модели

определяется

отношением

gR = -д- =-» 0,4.

(Экспери

ментально установлено, что в разных

ядрах

оно

колеблется

от

0,2 до 0,6). При

этих

выбранных

нами

значениях

я]1

, gt А

^эфф

получено gk

= 1,33;

b0 = 1,07.

Величина

мало

меняется

(1,16-н 1,38)

при

колебаниях

от 0,4 gr

до

1 g..

Константа

Ьп

меняется

от

Ьп

= 0,4

•>эфф

°s

и и и н

« Ф Ф = 0 - 4 Ss и ^ = 0 , 6 ) до \ і а к с = 1 , 5 « Ф Ф

= ^ и ^ = 0 . 2 ) .

Выпишем

все значения

параметров,

полученные

эксперимен

тально и вычисленные

теоретически:

Экспери

Еу

, кэв

Jr~

г-см2

ментальные

1078

5/2+

—1,91

2 . 5 - 10 - 4 7

- 0,9 2

+5, 3

Теоретиче-

—1,08

—6,1

ские

1018

5/2+

—0,914

2 , 8 - Ю - 4 7

0,4-5-1,5

1, Іб-т-1,38

Таким образом, параметры простой ротационной модели не

соответствуют характеристикам уровня 1078 кэв.

Интересно,

что для величины

В (Е2) перехода

105 кэв (934->-

->829 кэв)

в работе [27] приводится

минимальное

значение, вы

численное

по интенсивностям ^-переходов Ю5 и 934 кэв

в пред

положении,

что переход

с уровня

934 кэв

основное

состоя

ние — чистый

Е2-переход.

Однако спины уровней 934 и 0 кэв

соответственно

равны

7/2* и 9/2+

следует

ожидать

сильной

примеси Ml-типа, так как Е2переход 934 кэв ускорен незна чительно. В работе Буса и других [41] для уровня 934 кэв по-

лучено

gT0 -—- = 2-10~6

эв. Если положить

Г 0

= Г и g = 1, что

не приводит к большим погрешностям, то получим Тп

—2 - Ю - 6 эв.

Переход с 934 кэв

7/2+

в изомерное

состояние

может

быть

только

Е2-переходом через уровень

829

кэв

3/2+ .

Из

значения Г т

можно

получить

время

жизни

относительно

парциального Е2-перехода

105 кэв т (Е2,

7/2+ ->-3/2+ ) = 2,5 X

Х І О - 1 0

сек., что соответствует ускорению

относительно

одноча-

стичной оценки .Ру

= 4000. С учетом

экспериментальной

ошибки

. Р у > 2 0 0 0 находим

Q0 =20

барк.

Введение поправок в ß(E2) при переходах в ротационной по

лосе с /(=1/2 приводит к значениям

6о = 0,7

Q0 = 63 барн

и не

спасает

положения.

Вообще неясно,

как осуществляется

пере

ход с уровня 934 кэв в изомерное состояние с таким большим

зна

чением

Г Т . Либо результат

в работе

[41] завышен, либо

значения

спинов и четностей нижележащих уровней 1 1 5 Іп, принятые в рабо те [33], неверны.

К в а з и р о т а ц и о н н ы е		п о л о с ы .	В	последнее время неко
торые уровни нечетных	ядер	описываются		в понятиях квазирота
ционных полос, которые	употребляются		для объяснения возбуж

денных состояний сферических ядер и отличаются по своим свой

ствам

от ротационных

полос деформированных ядер.

работе

[27] устанавливаются .следующие критерии идентификации

квази

ротационной полосы:

нужная

последовательность

спинов;

2) энергии уровней полосы; 3) ускорение Е2-переходов

внутри

одной полосы; 4) эффекты /(-запрета

(когда

АК>АІ);

воз

буждение коллективных уровней с большим сечением

при

не

упругом рассеянии заряженных частиц

и в реакциях с

тяжелы

ми ионами.

Из сравнения этих критериев с экспериментальными

данными

выясняется, что в нашем случае хорошо

выполняются

условия

1),

(см. рис. 10) и 3). Не отмечено

отклонений

от условия

[27].

исследованиях

неупругого

рассеяния

а-частац

на

ядре

1 1 5 Іп

[103] обнаружено,

что уровень 1078

кэв

возбуждается

край

не слабо по сравнению с соседними уровнями.

По

остальным

пунктам экспериментальных данных нет.

О д н о ч а с т и ч н о - в р а щ а т е л ьн а я

м о д е л ь .

Эта

модель

была предложена А. С. Давыдовым [15].

Как уже отмечалось,

в нечетных ядрах энергии одночастичных и коллективных

уров

ней — одного порядка,

что

крайне

затрудняет

их интерпретацию.

Взаимодействие между вращением ядра и движением внешнего нуклона изменяет энергетическую структуру ротационного спект ра, соответствующую адиабатическому приближению. Учет коле баний еще более усложняет картину.

<<< < Предыдущая 1 2 3 4 56 / 166 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 > Следующая >>>

Соседние файлы в папке книги из ГПНТБ