Свободный нуклон

Точные измерения масс ядра показывают, что масса ядра УИ д всегда несколько меньше суммы масс свободных нуклонов М , М ), входящих в состав ядра [c.92]

Нетривиальным исключением из этого правила являются магнитные моменты ядер и jHe . Простота их структуры, казалось бы, позволяет исследовать все возможные причины аномального поведения их магнитных моментов. Однако удовлетворительное объяснение до сих пор найти не удалось. Похоже, что это отклонение связано с тем, что магнитный момент нуклона внутри ядра несколько отличается от момента свободного нуклона, [c.101]

Точно так же, если мы для доказательства существования пионов в нуклон-ной шубе выбьем из этой шубы пион фотоном (или другим пионом и вообще любой частицей), то мы уже будем иметь дело не со свободным нуклоном, а с реакцией, в процессе которой пион мог родиться, даже если его в шубе и не было. [c.330]

В настоящее время эти детали поняты не полностью. Можно лишь утверждать, что главной особенностью процесса является существование большого числа свободных а-частиц и дефицит свободных нуклонов. Альфа-частицы сначала возникают (с большей вероятностью, чем нуклоны) в реакциях (12.65), а затем в фотоядерных реакциях, [c.627]

Квазичастицы взаимодействуют между собой. В большинстве случаев можно ограничиться парным взаимодействием квазичастиц, к-рое эффективно учитывает и многочастичные взаимодействия частиц и поэтому отличается от взаимодействия свободных нуклонов. В теории ферми-жидкости коллективные возбуждения системы описываются в терминах этого эфф. взаимодействия с помощью ур-ния, учитывающего явно только двухчастичные корреляции и по форме совпадающего с ур-нием приближения случайных фаз. Именно возможность ограничиться двухчастичными корреляциями обусловливает выигрыш при переходе от частиц к квазичастицам. [c.380]

Основой Я. с. является сильное взаимодействие нуклонов. Сильное взаимодействие нуклонов в ядрах отличается от взаимодействия свободных нуклонов, однако последнее -является фундаментом, на к-ром строится вся ядерная физика и теория Я. с. Это взаимодействие обладает изотопической инвариантностью. Суть её в том, что взаимодействие между 2 нейтронами, 2 протонами или между протоном и нейтроном в одинаковых квантовых состояниях одинаково. Поэтому можно говорить о взаимодействии между нуклонами, не уточняя, о каких нуклонах идёт речь (см. также Изотопическая инвариантность ядерных сил). Я. с. являются короткодействующими (радиус их действия 10 см) и обладают свойством насыщения, к-рое заключается в том, что с увеличением числа нуклонов в ядре уд. энергия связи нуклонов остаётся примерно постоянной (рис. 1). Это приводит к возможности существования ядерной материи. [c.670]

Одинаковые нуклоны стремятся объединиться в пары с нулевым суммарным моментом. Поэтому спины основных состояний у четно-четных ядер равны нулю, а в ядрах с нечетным числом А равны спину последнего, неспаренного, или так называемого свободного , нуклона. [c.63]

Эти данные позволяют проводить анализ более сложных процессов с участием двух нуклонов (напр., фоторасщепление дейтрона, V + (1 п + р). Ввиду преобладания парных взаимодействий между нуклонами в ядрах, производятся попытки описать свойства атомных ядер с помощью матрицы рассеяния для свободных нуклонов. [c.86]

Система свободных нуклонов помещена в ящик объемом V. Энергия каждого нуклона с импульсом р есть [c.277]

Как и в ранее рассмотренном случае свободного нуклона, полный магнитный момент ядра связан с квантовым числом J полного углового момента J, который в данном случае равен векторной сумме полных моментов отдельных нуклонов [c.118]

Как было замечено в 80, существование спин-орбитальных сил для нуклонов ядра, возможно, указывает на то, что между двумя свободными нуклонами также действуют спин-орбитальные силы. К аналогичному заключению приводит Наблюдение поляризационных явлений при рассеянии быстрых [c.45]

Галактическое космическое излучение (ГКИ) [1, 3, 16, 18] состоит из потоков протонов (около 85%), а-частиц (около 14%) и более тяжелых ядер (около 1%) с энергиями от 10 до 10 з эв. Средняя энергия частиц ГКИ около 1 Гэв. Поток заряженных частиц ГКИ в свободном пространстве в период максимума солнечной активности составляет около 2,5 частица см сек). В период минимума солнечной активности эта величина примерно вдвое больше. Энергетический спектр компонент ГКИ с энергией более 1 Гэв нуклон описывается степенной функцией с показателем /г=2,0-г 2,5. [c.266]

Вторая часть теории р-распада основывается на известном (из первой части) Р-распадном взаимодействии для отдельных нуклонов. Целью этой части является углубление знаний о структуре ядра. Для этой части интересны не разрешенные, а, наоборот, запрещенные переходы и вообш,е всевозможные отклонения характеристик распадов отдельных ядер от соответствующих характеристик распада свободного нуклона. Например, О — 0-переход [c.253]

Гамма-излучение ядер обусловлено взаимодействием отдельных нуклонов ядра с электромагнитным полем. Несмотря на это, в отличие от р-распада, v-излучение — явление не внутринуклонное, а внутриядерное. Изолированный свободный нуклон испустить (или поглотить) v-KBaHT-we может из-за совместного действия законов сохранения энергии и импульса. В то же время внутри ядра нуклон может испустить квант, передав при этом часть импульса другим нуклонам. [c.260]

Помимо объяснения природы и правильного воспроизведения значений магич. чисел одночастичная О. м. я. в большинстве случаев правильно описывает спины нечётных ядер. Она даёт однозначные предсказания значений магн. и квадрупольных электрич. моментов, а также вероятностей " и у-переходов в нечётных ядрах ядра с нечётным А). Так, магн. момент нечётного ядра в одночастичной О. м. я. (индекс одн.) определяется только последним нуклоном и даётся простыми ф-лами (Т, Шмидт, Th. S hmidt, 1937), содержащими только гиромагн. отношения свободных нуклонов (см. Барионы). Согласно этим ф-лам, магн. момент (в единицах ядерного магнетона 3,1524515(53)X Х10 МэВ/Гс] для протовно-нечётного ядра (Z нечётное, N чётное) [c.379]

Обоснование и интерпретация О. м. я. Концепция квазичастиц. По характеру осн. идей О. м. я. тесно связана с таким микроскопич. подходом, как приближение самосогласов. поля. Простейший вариант теории самосогласов. поля — метод Хартри — Фока в ядрах работает плохо из-за сильного взаимодействия мен -ду нуклонами. В методе Хартри — Фока с эфф. силами используется обычная для О. м, я. волновая ф-ция и вводится феноменология, эффективное взаимодействие между нуклонами в ядре, к-рое отличается от взаимодействия двух свободных нуклонов (в частности, оно сильно зависит от плотности). Этот метод позволил количественно описать свойства ядер (энергии связи, радиусы и т. п.). В нём меньше подгоночных параметров, т. к. ср. поле, к-рое в О. м. я. задаётся независимо от остаточного взаимодействия, здесь рассчитывается. [c.380]

В третьей обласги энергии за порогом образования пиона и до 2 ГэВ длина волны у-кванта становится порядка размеров нуклона и взаимодействие происходит в осн. с одним нуклоном. В сечении фотопоглощения на свободном нуклоне четко проявляются 3 пика, отвечающие возбуждению Д (1232 МэВ)-изобары и двух частиц-резонансов—Л (1520 МэВ) и N (1680 МэВ). В том случае, когда у-гвант поглощается нуклоном, находящимся в ядре, пик, связанный с образованием Д-изобары. проявляется столь же чётко, тогда как 2 остальных сильно уширяются. Такое размытие пиков во многом обусловлено движением нуклонов в ядре. В области возбуждения Д-изобары характерно универсальное для всех ялсрсечекие — отношение о/А (в пределах точности измерений) одинаково для всех ядер от Be до U. Это свидетельствует о том, что свойства свободной Д-изобары не сильно изменяются в ядре. [c.371]

ЯДЕРНАЯ МАТЕРИЯ — теоретич. модель неограниченного ядерного вещества, содержащего N нейтронов и Z протонов JV- oo, Z- qo, так что A = N- -Z oo при JV/Z= onst, с выключенным кулоновским взаимодействием между протонами. Представление о Я. м. было введено с целью построения микроскопич. теории ядер атомных исходя из взаимодействия свободных нуклонов, к-рое предполагается известным. [c.655]

Ро и энергии связи, приходящейся на 1 нуклон, ojA (совпадающей с химическим потенциалом системы Цо), исходя из потенциала нуклон-нуклонного (NN) взаимодействия, построенного на основе данных по рассеянию свободных нуклонов. Обычно сначала плотн. р рассматривается как свободный параметр и рассчитывается зависимость величины SjA от р (рис. 1). Минимум на этой кривой [c.655]

Первые попытки построения теории Я. м. относятся к кон. 30-х гг. 20 в. Однако в то время о взаимодействии свободных нуклонов было известно мало, и в расчётах использовались потенциалы, к-рые позволяли применять методы возмущений теории. Более реалистич. NN-потен-циалы были построены в 50-х гг., когда были получены достаточно точные эксперим. данные по рассеянию нуклонов с энергиями S 300 МэВ. Хотя процедура восстановления потенциала из данных по рассеянию не является однозначной, осн. черты потенциала удалось установить. NN-потенциал содержит неск. компонентов центральный тензорный F,, снин-орбитальный и квадратичный спин-орбитальный [c.655]

Новый этап в теории ядра связан с развитием в 70— 80-х гг. квантовой хромодинамики (КХД) как теории сильных взаимодействий. Согласно этой теории, нуклоны и мезоны не являются йб гинно элементарными частицами, а состоят из более фундаментальных частиц кварков (фер-мионов) и глюонов (бозонов), взаимодействующих между собой. Последовательная теория КХД нуклона пока не построена. Поэтому рано говорить о теории ядра, основанной на КХД. Однако мн. представления КХД и кварковые модели адронов позволили описать ядерные реакции под воздействием частиц высоких энергий, сопровождающиеся большой передачей энергии и импульса. При этом ожидалось, что ядро должно вести себя как система свободных нуклонов и что трудно найти специфически ядерные эффекты КХД. Но такой эффект был обнаружен в 1982 Европ. мюонной коллаборацией (эффект ЕМС), Он заключается 8 значительном (до 15%) отличии сечения глубоко неупругого процесса рассеяния мюонов с энергиями порядка 100 ГэВ на ядре Fe (в расчёте на нуклон) от сечения на свободном нуклоне. До сих пор нет однозначной интерпретации этого явления, однако во всех существующих объяснениях решающую роль играют чисто ядерные эффекты. Эффект ЕМС оказался важным тестом для КХД моделей нуклона оказалось, что нек-рые модели не. могут описать [c.659]

Свойства нуклонов, связанных в ядре, могут отличаться от свойств свободных нуклонов. Как показывают эксперименты по глубоко неупругому рассеянию (см. Глубоко неупругие процессы) лептонов на ядрах, структурные ф-ции нуклонов в ядре, характеризующие распределение кварков по импульсам в нуклоне, отличаются от структурных ф-ций свободных нуклонов (эффект ЕМС—Европейской Мюонной Коялаборащш, ЦЕРН, 1982). Одно из возможных объяснений эффекта ЕМС основано на гипотезе об увеличении радиуса нуклона в ядре по сравнению со свободным нуклоном. 4) В ядрах периодически на время 10 —с появляются (виртуальные) мезоны, в т. ч. пи-мезоны. Исследование ненуклонных степеней свободы ядра—осн. предмет совр. исследований в релятивистской ядерной физике. [c.685]

После столкновения каждая из четырех частиц движется в среднем с кинетической энергией порядка 1 Гэв. Пороговая энергия для рождения пары (р, р) при столкновении двух свободных нуклонов в лабораторной системе координат (принимается, что один из нуклонов до соударения покоился) равна 5,6 Гэ Если соударение происходит с нуклоном, связанным в ядре Си, то пороговая энергия уменьшается за счет внутриядерного движения нукло- [c.235]

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]

Для описания рассеяния пиона на внутриядерном нуклоне используется так называемое импульсное приближение, согласно которому нуклоны ядра считаются свободными, т. е. предполагается, что амплитуду рассеяния пиона на внутриядерном нуклоне можно заменить амплитудой рассеяния шюна на свободном нуклоне, которая известна (см. 112, п. 2). Разумеется, как и всякое приближенное рассмотрение, импульсное приближение имеет ограниченную область применения. Оно справедливо в том случае, когда размер области взаимодействия меньше расстояния между нуклонами ядра. [c.255]

Л)-Ьу и е + + (г-1, Л)-> ->(2, Л)4-У. В кач-ве важнейшей пары ядер Е, А) и (2—1, А), где Z — электрич. заряд, А — ат. масса ядра, служат свободные нуклоны — протон р (1,1) и нейтрон п (0,1). Если оба эти процесса равновероятны, то хим. состав звёздной плазмы не изменяется. Однако в ходе гравитац. коллапса вероятность первого процесса несколько преобладает. Тогда преимуществ, излучению нейтрино сопутствует, очевидно, процесс нейтронизации вещества. [c.448]

Смотреть страницы где упоминается термин Свободный нуклон : [c.135] [c.135] [c.252] [c.29] [c.381] [c.435] [c.656] [c.659] [c.291] [c.136] [c.351] [c.352] [c.544] [c.550] [c.560] [c.462] [c.483] [c.102] [c.256] [c.238] [c.319] [c.429] [c.173] [c.178]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...