Модель оболочек

Модели строения ядра. Ряд свойств атомных ядер может быть понят на основе моделей их строения — капельной модели, модели оболочек и коллективной модели. [c.50]

В наиболее простом и примитивном варианте оболочечной модели нечетных атомных ядер одночастичная модель ядра) предполагается, что все нуклоны ядра, за исключением последнего, нечетного, соединяясь парами, образуют инертный остов . Момент количества движения ядра спин ядра), магнитный момент и первые возбужденные состояния ядра определяются состоянием движения этого нечетного нуклона в поле инертного остова . В более совершенной модели оболочек ядро рассматривается как определенное число нуклонов, образующих заполненные оболочки плюс внешние нейтроны и протоны незаполненных оболочек. Используя далее приближение //-связи для средних и тяжелых ядер и 5-связи для легких ядер, рассматривают состояния ядра, соответствуюшие различным значениям полного спина с учетом остаточного взаимодействия между нуклонами. Более детально с методами теории оболочек можно познакомиться в обзоре Эллиота и Лейна ([72], ч. IV) и в курсах теории ядра [73], [c.371]

Одним из лучших примеров для демонстрации магнитных спиновых переходов является пример возбуждения состояния У" = 1 с энергией 10,2 МэВ в ядре Са при неупругом рассеянии электронов [11]. В чистой картине модели оболочек это состояние можно получить путем подъема одного из восьми валентных 7/2-нейтронов, находящихся вне замкнутого кора Са, на оболочку fs/2 путем М1-перехода с переворотом спина. В реалистическом оболочечном подходе фактическая волновая функция состояния 1 будет более сложной, однако в ней все еще доминирует нейтрон-дырочная компонента (f5/2f7/2 )- [c.424]

В соответствии с общей теорией, в модели оболочек каждый электрон атома рассматривается как движущийся в эффективной поле (1.1), созданном притяжением ядра и отталкиванием других электронов. Это поле считается сферически симметричным Т (г) = = V (г). Тогда стационарным состояниям электронов в атоме отвечает набор одноэлектронных 1х-, 25-, 2р-, 35-,. . . уровней, а кан дому [c.17]

Рис. 8.7. Типичные дисперсионные, кривые кристаллической решетки. Кривые вычислены для кристалла Nal с помощью модели оболочек (Вудс и сотр., 1960). В каждом направлении поперечные ветви вырождены двукратно, а продольные

Критическая точка Модель оболочек ИК-спектр Рассеяние нейтронов [c.245]

Для нас в данный момент существенно подчеркнуть, что большинство изомеров имеется у ядер с нечетным числом нуклонов одного и четным числом другого сорта, меньшее число изомеров—у нечетно-нечетных ядер и ничтожное — среди четно-четных. Далее, изомеры оказываются сосредоточенными в оиределенных островках , а отнюдь не разбросаны равномерно вдоль всей системы изотонов. Таинственная ранее концентрация островков изомерии для значений N или Z в диапазоне 39—49 и 69—81 непосредственно объясняется с точки зрения модели оболочек, так 1 ак именно при таких числах нуклонов мы будем иметь в последовательности [c.86]

Тем самым, в полуэмпирическую формулу для энергии связи ядер, уже исправленную согласно модели оболочек, нужно будет ввести новый дополнительный член, учитывающий энергию деформации и коллективных движений. Интересно, что в некоторых ядрах, например НГ и др., имеются целые системы уровней, весьма хорошо укладывающиеся в группу вращательных уровней ядра, точнее деформированной оболочки, а не отдельной частицы с эффективным моментом инерции, определяемым из представления о деформированном ядре с радиусом / =/ о[ 1-Ь Р г(К где параметр деформации р у элементов редких земель достигает значений 0,7 — 0,8. [c.87]

Вопрос о размерах и форме ядер также значительно продвинулся к своему разрешению нри помощи модели оболочек. Не останавливаясь на подробностях, укажем, что общий средний ход радиусов по закону [c.89]

В том, что касается внутриядерных взаимодействий нуклонов, модель оболочек не отличается, по существу, от модели ферми-газа ядро представляется потенциальной ямой, в пределах которой каждая частица движется свободно. В модели ферми-газа, как только что было видно, ядро характеризуется энергией наиболее высоко расположенного заполненного уровня — фермиевской энергией. В модели оболочек приходится иметь дело с детальными свойствами квантовых состояний, а эти свойства определяются формой потенциальной ямы. Прежде чем подробно обсуждать модель оболочек, следовало бы вкратце рассмотреть экспериментальные предпосылки, которые форсировали развитие модели оболочек в теории ядра. Она развивалась не на основе фундаментальных концепций, но скорее им вопреки, и большая часть упомянутых в разделе Б теоретических работ была продиктована стремлением реализовать успехи модели оболочек. [c.281]

Подразумевается, и это весьма существенно, что все остальные нуклоны не играют никакой другой роли, кроме создания потенциального поля, определяющего квантовое состояние отдельной частицы, и заполнения квантовых состояний, расположенных ниже того, в котором движется данная нечетная частица. Детали экспериментального обоснования модели оболочек, а также расчеты волновых функций и энергии уровней читатель найдет в книге Гепперт-Майер и Иенсена [5]. [c.281]

Как упоминалось ранее, любое остаточное взаимодействие между нуклонами ограничивает применимость чистой одночастичной модели (которая просто заполняет снизу доверху состояния по модели оболочек) и вводит смешивание конфигураций. Попарные взаимодействия создают особое смешивание конфигураций, аналогичное обнаруженному для электронов проводимости в металлах и введенному для объяснения явления сверхпроводимости. Такое взаимодействие влияет на энергии основного и низколежащих возбужденных состояний, не затрагивая, вообще говоря, спина и четности, определенных по модели оболочек. Учет принципа Паули усложняет даже такой приближенный математический анализ задачи, поэтому здесь приводится лишь краткое качественное описание некоторых результатов, существенных для ядер. [c.292]

Оптическая модель. Исходные положения этой модели ядерных реакций те же, что и у модели оболочек (см. гл. IX) взаимодействие падающей частицы с нуклонами ядра заменяется ее взаимодействием с потенциальной ямой (рис. 62) классической аналогией этой модели может служить проходящий сквозь прозрачный стеклянный шар пучок света. В рамках этой модели единственным эффектом при ядерном столкновении будет отклонение частицы от своего первоначального направления. Чтобы предусмотреть возможность и более сложных событий, вводится представление о среднем свободном пробеге частицы относительно поглощения при движении в пределах ядра-мишени, аппроксимируемого потенциальной [c.303]

В качестве конкретного примера пио ноподобных возбуждений рассмотрим состояния ядра 0 с / = 2 и изоспином /=1. Главные конфигурации модели оболочек с низшей энергией получаются путем переноса нуклона с заполненной 1р-оболочки на открытую оболочку 2s—Id. На рис. 10.14 показаны пять состояний, являющихся результирующими невозмущенными частично-дырочными возбуждениями. [c.418]

Сравнение с экспериментально наблюдаемым спектром состояний / = 2 , 7=1) в ядре приведенном на рис. 10.14, тотчас же показывает, что малые значения g, при которых образовывался бы пионный конденсат, определенно исключены. Из рисунка ясно, что этот спектр лучше всего описывается при значениях g > 0,7 притяжение от ОПО тогда уравновешено от-талкивательным g, так что общее взаимодействие является слабым и наши состояния лишь слегка сдвигаются от своих невозмущенных положений в модели оболочек. [c.420]

Затруднения для диффузии органических противоионов в сетчатых системах могут вызвать образование резкого диффузионного фронта, который наблюдался при сорбции белков высокопроницаемыми гетеросетчатыми ионитами [112]. Те же причины могут привести к неоднородному конечному распределению противоионов по радиусу ионитов [112—114]. Возможен при этом экстраполяционный метод анализа скорости диффузии противоионов в сетчатую структуру [114]. Предельный вариант подобного процесса, приводящий к образованию однородного внешнего слоя сорбента и внутренней области, свободной от органических противоионов (модели оболочка—ядро ), может быть рассмотрен на основе представления о постоянстве коэффициента диффузии противоионов во внешней, доступной оболочке [112—114]. При этом коэффициент диффузии рассчитывается для линейного участка Р — по уравнению [c.35]

Как модель оболочек, так п модель жидкой капли позволяют описать лишь ограниченный круг явлений и не дают полного представления о структуре и сво -ствах Я. а. Была создана также обобщенная модель, согласно к-рой нуклоны в заполненных оболочках образуют остов ядра. Нуклоны, находящиеся вне заполненных оболочек, взапмоде1 Ствуют с остовом и могут вызывать его деформацию, к-рая возникает вследствие коллективного движения нуклонов в заполненной оболочке. Обобщенная модель [c.549]

Я. а. не только объединяет в себе основные черты модели оболочек и капельной модели, но и позволяет сделать ряд новых выводов. Так, на основании обобщенной модели было показано существование вращательных уровней у несферич. четно-четных Я. а., объяснены значения электрических, Т Г J квадрупольных моментов Я. а. и т. д. [c.550]

Первоначально спектральные данные были проанализированы па четырехфононной схеме (т. е. в предположении четырех максимумов на кривой плотности состояний) полученные результаты приведены в табл. 8.11. С помощью модели оболочек, учитывающей взаимодействия только ближайших соседей, рассчитаны кривая плотности состоя ний (рис. 8.22), кривая плотности комбинированных состояний (рис. 8.23) и дисперсионные кривые в направлениях Г->Ь, Г->-Х и X- W (рис. 8.24). Как показывают данные табл. 8.12, вычисленные максимумы на кривой плотности состояний хорошо совпадают с экспериментальными значениями. Удовлетворительное совпадение с наблюдаемыми частотами получено также для максимумов кривой плотности комбинированных состояний (последняя колонка табл. 8.11). [c.249]

Следует отметить, что во многих фундаментальных трудах но ядру оболочки даже не упоминаются (Бете. Лекции но теории ядра. Иниздат, 1949) в других они отмечаются в качестве второстенехтого или дополнительного пункта (Ферми, Вейсконф-Блатт). Подобающее центральное место модели оболочек уделено в книге Гейзенберга [3]. [c.81]

Упомянутая задержка признанпя этой модели была вызвана, во-первых, тем, что недостаток эмпирических данных не позволял привести достаточное количество (одип-два десятка) неопровержимых аргументов во-вторых, отсутствием убедительного теоретического обоснования модели оболочек и известными успехами капельной модели, резко противоречащей идее какой-либо упорядоченной структуры ядер. Вместе с тем в последнее время выяснилось, что модифрщированная капельная модель несколько уточняет основную оболочечную структуру ядер, даже в основных состояниях, находя свое наилучшее применение в описании возбужденных состояний и ядерных реакций. [c.81]

Весьма убедительные и, пожалуй, одни из наиболее наглядных доказательств модели оболочек дает рассмотрение моментов количества движепия или спинов ядер, измеряемых квантовым числом / в долях Ы2т., а также магнитных и электрических квадрунольных моментов ядер. Ограничимся сейчас спинами ядер с нечетным Л, т. е. нечетным числом нуклонов. Давно было замечено, что среди легких ядер не встречается высоких значений спинов. Если идти от водорода, то спин / = 1 мы впервые встретим у ядра дЕ1 — у ядра з А1 /3 — у ядра 21 0 и /2 — у ядра Но но достижении данного высокого спина у последующих ядер могут встретиться и любые низшие значения. Интерпретация этих закономерностей и даже количественное объяснение значений спинов почти всех ядер непосредственно вытекает из модели оболочек. Действительно, общий момент количества движения замкнутой оболочки равен нулю и спин ядра, отличающегося от магического на один добавочный нуклон, будет определяться лишь комбинацией орбитального и спинового моментов последнего нуклона. Поэтому, папример, спин 2 = - -Ь- 2 может впервые встретиться не ранее Зй -оболочки, в которой орбитальный момент равен 1 = 2, спин 2 можно найти не ранее, чему ядер /-оболочки (/ = 3) и т. д. Если в незаполненной оболочке находится несколько нуклонов, то подсчет становится сложнее [9]. [c.86]

С другой стороны ясно, что для легких ядер, находящихся, например, в 2/)-состояпии, ближайшими возбужденными уровнями будут ЗЙ, для которых Д/ = 1, что не дает никаких метастабильных состояний. В дальнейшем удалось дать количественную интерпретацию многих деталей теории изомеров, иапример, объяснить в ряде случаев характер мульти-польиости переходов с точки зренхта модели оболочек. [c.87]

Магнитные моменты ядер также получают качественное объяснение в основном уже на основе упрощенной одночастичной оболочечной модели, согласно которой магнитный момент обусловлен валентным нуклоном. При этом добавление пары нейтронов у многих ядер почти не изменяет их магнитных моментов (папример, пары 47Agl и 47Ag > , JJ др.) что подтверждает общую идею независимого движения нуклонов по орбитам. Впрочем, с количественным подсчетом магнитных моментов по простой модели оболочек дело обстояло не вполне удовлетворительно, и мы, очевидно, сталкиваемся здесь с границами применения простых представлений о независимом заполнении уровней в ядрах. [c.87]

Для объяснения магнитных моментов, а также спинов некоторых ядер, не укладывающихся в простую схему одночастичной модели, и, кроме того, квадрупольпых моментов ядер, было предложено, при сохранении модели оболочек в качестве основного приближения, наиболее пригодного для магических, сферически симметричных и близких к ним ядер, учесть дополнительно роль деформаций, особенно заметных в ядрах, расположенных где-то посередине между магическими (Рейнвотер, Форд, Уилер, А. Бор—младший и Моттельсон и др.). Тем самым в некоторой, хотя и небольшой мере производится возврат к капельной модели ядер даже для основных состояний, тогда как при повышении энергии возбуждения капельные представления и учет промежуточного компаунд-ядра в реакциях приобретают все большее значение. Теперь открывается возможность более точного подсчета магнитных моментов, так как они будут обусловлены пе только движением валентного нуклона, но таюке коллективными движениями деформированной оболочки и остова ядер [17,18]. [c.87]

Эффективные сечения ядерных реакций также показывают ярко выраженные периодичности. Например, сечения поглощения нейтронов магическими ядрами (5б Ва,8з В1 и др.) оказываются значительно уменьшенными по сравнению со значениями для соседних ядер с незаполненными нейтронными оболочками. Как показали эксперименты М. Г. Мещерякова, Гриффитса и др., последние ядра лучше поглощают нейтроны. Отметим еще, не останавливаясь на подробностях, что понимание ядерного фотоэффекта также невозможно без привлечения модели оболочек, так как одна часть протонов и а-частиц вырывается с определенных уровней, поведение же другой их части, но-видимому, можно объяснить [c.88]

Экспериментальные предпосылки. Наряду с магическими числами (замкнутые оболочки), о которых говорилось в гл. II, серьезное исследование модели оболочек было решающим образом стимулировано данными об энергиях, спинах, четностях и магнитных моментах ядерных состояний (отчасти собранными обсуждавшимися в гл. VIII методами). Коротко говоря, три группы данных — 1) отсутствие спина у основных состояний всех четно-четных ядер, 2) систематика основных состояний (с полуцелым спином) для ядер с нечетным массовым числом, 3) установление характера зависимости ядерных магнитных моментов от спинов — привели к выводам, что свойства основных состояний ядер с нечетными массовыми числами определяются свойствами одного нечетного нуклона. [c.281]

Классификация состояний в модели оболочек. Существенное упрощение в модели оболочек состоит в замене нуклон-нуклонных взаимодействий внутри ядра действующим на каждый нуклон эффективным потенциалом, который является функцией координат этого нуклона, но не координат остальных нуклонов. Оно представляет собой, следовательно, ядерный аналог метода Хартри для многоэлектронного атома. Задача при этом сводится к решению уравнения Шрёдингера для частицы, движущейся в поле с выбранным потенциалом. [c.281]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология