Энергия нуклона

Первое слагаемое справа выражает собственную энергию нуклонов, образующих ядро, второе слагаемое — энергия связи, имеющая отрицательное значение. [c.140]

Средние и тяжелые атомные ядра с Л 100 — 200 представляют собой квантовомеханические системы с большим числом нук-ло. юв. Пользуясь методами термодинамики и статистической физики, можно и в ядерной физике ввести понятия внутриядерная температура, энтропия и т. д.— и связать величину температуры с энергией возбуждения ядра. С этой точки зрения повышение средней энергии нуклонов ядра при захвате ядром налетающей частицы можно рассматривать как повышение температуры ядра. Испускание ядром нейтрона можно рассматривать как процесс испарения, сопровождающийся понижением температуры ядра. [c.278]

Анализируя результаты опытов по N — Л )-рассеянию при высоких энергиях, необходимо иметь в виду, что с энергии Г>300 Мэе становится возможным, кроме упругого, также и неупругое взаимодействие нуклонов, приводящее к образованию я-мезонов за счет кинетической энергии нуклонов (см. 79, п. 3). [c.535]

Так как полная энергия нуклона равна [c.281]

С ПОЗИЦИЙ микроскопич. теории, ср. поле модели оболочек является аналитич. продолжением ОП в область отрицат. энергий = р, сс — 8 МэВ (при этом = 0). Наоборот, О. м. я. можно рассматривать как распространение модели оболочек в континуум. Микроскопич. теория ядра объясняет (качественно) зависимость параметров ОП от энергии нуклона А. Так. рост И о с ростом А связан с увеличением числа неупругих каналов реакции.В модели ядерной материи при малых А оси. вклад в IV вносят диаграммы типа 3(в), к-рые приводят к зависимости Уо А — р). Более слабая (почти линейная) зависимость связана с поверх- [c.435]

ГИЮ за счет энергии частицы, влетевшей в ядро. Эта частица продолжает терять свою энергию, отдавая ее другим нуклонам ядра, встречающимся на пути, до тех пор пока не достигнет средней энергии нуклонов ядра. [c.118]

В ядре имеет место сильное взаимодействие между орбитальным механическим моментом / и его спином 5. Говорят, что в ядре существует сильная спин-орбитальная связь. В результате этой связи уровень энергии нуклона для данного значения квантового числа I (за исключением /=0) расщепляется на два подуровня, характеризуемых значениями полного момента количества движения /, равными /+72 и /—72, которые соответствуют проекциям спинов +72 и —72- На каждом из этих подуровней может разместиться (2/ + 1) нейтронов и (2/+1) протонов. При постепенном заполнении уровней сначала заполняются уровни /+72. а затем уровни /—72- При сделанных предположениях о потенциальной яме разность энергий между уровнями /+7г и /—7г для данного значения I довольно велика и увеличивается с возрастанием /. Уже при /, равном 4, разность энергий так велика, что нуклоны, занимающие уровень /+7г, и нуклоны, занимающие уровень /—72, находятся по существу в разных оболочках. [c.63]

Малость величины по сравнению со средней энергией связи нуклона в ядрах ( 8 Мэе) указывает на то, что в дейтоне нуклоны слабо связаны. Пунктиром на рис. 26 показан уровень энергии связи АЕ. Если сообщить такую энергию нуклону в дейтоне, то нуклон получит возможность выйти из потенциальной ямы, т. е. ядро развалится. [c.86]

Поскольку энергия связи дейтона составляет всего 2,23 Мэв, то нормальный уровень его кинетической энергии лежит очень близко от края ямы, что соответствует малой устойчивости дейтона. Максимальная кинетическая энергия нуклонов в ядре — [c.87]

П4.5.3. Деление тяжелых ядер. Аналогичные соображения можно привести и для процесса деления тяжелых атомных ядер, полагая, что полная энергия ядра в основном состоянии равна Т + /я + +(7к- Здесь Т — кинетическая энергия нуклонов 11 ,11 — потенциальная энергия ядерного и кулоновского взаимодействия, причем, основываясь на капельной модели ядра, естественно предположить, что (7я распадается на два слагаемых, одно из которых пропорционально объему ядра, а другое — его поверхности, т. е. [c.516]

Рассмотрим несколько простейших примеров. В диаграммах с = О, очевидно, а = = Поэтому матричный элемент рассеяния в низшем порядке теории возмущений (рис. 2) отличается от своего локального выражения только наличием форм-фактора. Для собственной энергии нуклона (рис. 3) прямой расчет в согласии с (6), (7) дает [c.133]

Связь с условием унитарности. То обстоятельство, что особенности формфактора не дают вклада в матричный элемент, является прямым следствием условия унитарности. Рассмотрим в качестве примера собственную энергию нуклона (рис. 7) [c.135]

А. В качестве исходных параметров системы имеем энергия нуклона т,с = т с = 939 MeV S 1,09 Ю К плотность числа нуклонов n = 0,8 fm" = 0,8 lO см" (1 fm = 10 см). Энергия покоя и- и d-кварков относительно мала и составляет, по некоторым предположениям, величины = 4 MeV и = 7 MeV. [c.243]

Энергия нуклона при движении макроскопического тела со скоростью 1 км/с (дается [c.25]

Согласно Юкаве мезоны существуют в малой области ядерного взаимодействия ( 10 см) в течение очень короткого времени ядерного взаимодействия ( 10 2з сек) в так называемом виртуальном (не свободном состоянии). Любой нуклон (независимо от того, движется он или покоится) окружен облаком виртуальных мезоно1В, которые возникают за счет неопределенности в величине энергии нуклона [c.107]

Г., несомненно, играют большую ро.ль в механизме строения адронов. Это подтверждается следующим 1) из глубоко неупругих процессов рассеяния на нуклонах вытекает, что па долю Г. приходится ок. 50% всей энергии нуклона примерно такую же долго энергии несут Г. в пионах 2) в методе, осн. на феноменоло-гич. учёте влияния глюонного и кваркового вакуумного конденсата на параметры адронных резонансов, первый, как правило, играет доминируютцую роль. [c.500]

При больших энергиях нуклон-нуклонного взаимодействия его характер меняется. При энергиях падающих нуклонов (200—400) МэВ, соответствующих их сближению на расстояния 0,3 Ф, во взаимодействии проявляются отталкиват. силы. Это явление обычно сопоставляется с существованием жёсткой отталкивающей сердцевины (кора) у нуклонов и приписывается доминирующей роли на малых расстояниях обмена тя- [c.268]

Точное-описание эксперим. данных по рассеянию нуклонов на ядрах требует подбора параметров Гц, а для каждого ядра и для каждой энергии нуклона. Однако приближённо эти параметры можно считать одинаковыми для всех ядер, за исключением самых лёгких, и не зависящими от энергии. Т. н. параметр диффузности а ( 0,6 Фм) близок к соответствующей величине для зарядовой плотности, Го( 1,25 Фм) несколько больше, чем соответствующий параметр для плотности нуклонов в ядре, что связано с конечным радиусом ядерных сил. Слабо зависят от числа нуклонов величины W , VsL, а зависимость глубины ОП от N ж Z аппроксимируется выражением [c.434]

Новые частицы были открыты при рассмотрении одной из центральных проблем теории ядра—взаимодействия нуклонов. То обстоятельство, что положительно заряженные частицы существуют в ядре совместно, показывает, что ядерные силы превосходят электрические силы отталкивания. Однако по сравнению с электрическими силы, взаимодействия нуклонов более короткодействующие и уже на расстоянии в несколько ферми (1 ферми равен 10 см) они быстро падают до нуля. Радиус действия ядерных сил обычно считается равным 1,4 ферми. На этом расстоянии они спадают до 7з своей максимальной величины. На расстоянии втрое больщем ядерные силы практически равны нулю. Средняя кинетическая энергия нуклона в ядре равна 4 10 дж (25 Мэе), максимальная энергия отдельных нуклонов достигает 1,6-10 " дж (100 Мэе). В отличие от электростатического ядерное взаимодействие обнарул<ивает насыщение и каждый нуклон взаимодействует только с соседними нуклонами, а не со всеми. [c.447]

Лv = J5Y = 160-—1 ОООАналогичная зависимость энергии нуклонов от углов их вылета дана на рис. 16 и 17. На рис. 18 изображена связь углов испускания тс-мезонов и нуклонов в процессах фоторождения тс-мезонов. [c.208]

Исследование упругих С. п. прежде всего является важным источником информации о характере взаимодействия между этими частицами, о законе взаимодействия между свободными нуклонами. Исследовапие пеупругих С. и. позволило установить такие свойства образующихся частиц, как их сппны, четности, а также основные черты взаимодействия. мезонов и гиперонов с веществом. Различного рода неупругие С.. п. имеют место в области высоких энергий, превышающих нек-рую пороговую энергию. Самый низкий порог — для одиночного рождения Пи-.мезонов — ок. 290 Мэе. При энергиях нуклонов в десятки Вэв и выше основная роль принадлежит процессам образования неск. частиц в одном акте С. н. (см. Множественные процессы). [c.84]

При малых энергиях нуклонов, пока волновое число частицы /с = р /Й = 1/ << 1/Л, где/ — радиус действия ядерных сил (р—импульс частицы, Й — постоянная Планка, деленная на 2я, — длина волны де-Бройля), NN-взaимoдействие эффективно происходит лишь в 5 -состоянии (с малой примесью взаимодействия в Р- и )-состояниях). В области малых энергий [< (10—15) Мэе] измерения сечений рассеяния оказывается достаточным для определения фазовых сдвигов (см. Фазы рассеяния) в -состояниях. Детали за.кона NN-взaимoдействия недоступны для изучения в этой области энергий (большие ). [c.84]

В общем случае для восстановления матрицы (6) нри фиксированной энергии нуклонов необходимо провести минимум 9 независимых экспериментов. Число этих опытов сильно уменьшается в обла( ти энергн11 ниже порога рождения л-мезоиов, если принять во впимаппе условие унитарности б -матрицы. Из условия Л = 1 следует интегральное матричное соотношение [c.86]

На верхней кривой рис.. 2 показана зави-си МО ст ь с н ИИ-0 р б и т а л ь ного потенциала от энергии нуклона. Нижняя кривая относится к мнимой части спин-орбитального потенци-а. га Fp,, здесь данные менео онродоленны, однако, ио-видимому, вп./ють до энергий, по крайней мере 40 Мэе, [c.517]

Рис. 1. Зависимость Уо и W,) от энергии нуклона в моделп с по-верчж стным поглощением и размытым ь раем (V — потенциал Вудса Са1>сона, W — гауссова кривая).

Рис. 2. Зависимость спин-орби-тачьного потенциала от энергии нуклона. Верхняя кривая — действительная часть потенциала

Смотреть страницы где упоминается термин Энергия нуклона : [c.133] [c.178] [c.278] [c.463] [c.508] [c.549] [c.631] [c.48] [c.286] [c.184] [c.601] [c.238] [c.434] [c.584] [c.688] [c.76] [c.556] [c.262] [c.516] [c.517] [c.154] [c.85] [c.46] [c.122]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...