Пример
Рассеяние медленных (Tn ≈1 кэВ) нейтронов
на ядре 238U изотропно. Как можно объяснить этот факт?
Оценим высоту центробежного барьера тяжелого ядра 238U для нейтронов
B = |
|
2l(l +1) |
= |
2с2l(l +1) |
|
|
||||
|
2μ |
|
R2 |
2μ |
с2 r 2 A2 / 3 |
|||||
ц |
|
n |
|
|
||||||
|
|
|
|
|
n |
0 |
|
|
|
|
|
|
|
|
(197)2 l(l +1) |
|
|||||
|
2 940 (1,3)2 (238)2 / 3 |
|
||||||||
0,3l(l +1) МэВ.
Таким образом Bц >1 кэВ при l ≠ 0, т.е.
нейтроны с энергией ≈1 кэВ могут
эффективно взаимодействовать с ядрами
l = 0, при этом волновая функция
относительного движения сферически симметрична, а угловое распределение изотропно в с.ц.и.
Пример. α-распад 253Es
Исключительно резкая зависимость вероятности α-распада от энергии α-частицы приводит к тому, что распады на возбужденные состояния конечного ядра происходят с малой вероятностью, потому что при возбуждении конечного ядра уменьшается энергия α-частицы.
α-распаднавозбужденные
состоянияядра
При α-распаде конечное ядро может оказаться не только в основном но и в одном из возбужденных состояний. Распады на возбужденные состояния приводят к тонкой структуре энергетического спектра вылетающих α-частиц.
Фактором, способным перераспределить вероятности различных ветвей альфа-распада, может оказаться необходимость значительной перестройки внутренней структуры ядра при испускании α-частицы. Если начальное
ядро сферическое, а основное состояние конечного ядра сильно деформировано, то для распада в основное состояние конечного ядра исходное ядро в процессе испускания α-частицы должно изменить свою форму. В
изменении формы ядра обычно участвует большое число нуклонов, и такая малонуклонная система, как α-частица,
покидая ядро, может оказаться не в состоянии его обеспечить. Это означает, что вероятность образования конечного ядра в основном состоянии будет незначительной. Если же среди возбужденных состояний конечного ядра окажется состояние близкое к сферическому, то начальное ядро может без существенной перестройки перейти в него в результате α-распада.
Наблюдаются распады на вращательные уровни, имеющие относительно низкие энергии возбуждения. Допустимые
значения орбитального момента l, который может унести α-частица, ограничены законами сохранения момента количества движения и чётности
J f − Ji |
|
≤l ≤ J f |
+ Ji |
. |
|
||||
|
|
|
|
Jf и Ji – спины конечного и начального ядер. Из закона сохранения чётности следует, что значение l должно быть чётным, если чётности начального и конечного ядер совпадают, и нечётным, если чётности различны.
Пример
Определить орбитальный момент l , уносимый α-частицей в
следующих распадах:
Для распада A → B +b запишем законы сохранения момента
и четности:
JA = JB + sb +l , где JA , JB , sb — спины частиц A, B и b соответственно, l — орбитальный момент частицы b.
PA = PB Pb (−1)l , где PA , PB , Pb — внутренние четности частиц
A, B и b соответственно. Спин α-частицы равен нулю,
четность положительная. Законы сохранения момента и четности для α-распада можно записать в виде
Ji = J f +l или Ji − J f ≤ l ≤ Ji + J f , где
Ji , J f — спины начального и конечного ядер.
Pi = Pf (−1)l , где Pi , Pf — четности начального и конечного
ядер.
Таким образом, в случаях
а) 0 ≤ l ≤ 5, четность не изменяется и l = 0,2,4; б) 2 ≤ l ≤ 3, четность не изменяется и l = 2;
в) 0 ≤ l ≤ 5, четность не изменяется и l = 0,2,4; г) 1 ≤ l ≤ 4, четность изменяется и l =1,3.
Пример. α-распад 255Fm