Квантовые числа ядерных состояний

Квантовые числа ядерных состояний [c.118]

Рассмотрим систему, состоящую из двух нуклонов, из протона и нейтрона (дейтрон), и выясним, какие квантовые числа характеризуют ее состояния. В случае взаимодействия двух нуклонов в выражении ядерного потенциала, даваемого мезонной теорией для статического взаимодействия ( 21), будут существенными лишь первые два слагаемых, соответствующие центральным силам , а третье слагаемое, выражающее тензорные силы, в том числе и спин-орбитальное взаимодействие, мало. Ограничиваясь случаем центральных сил (пренебрегая тензорными силами), рассмотрим возможные состояния системы из двух нуклонов. При этом величина спина системы является интегралом движения, и состояние такой системы можно характеризовать спиновым квантовым числом S системы. [c.113]

Во всех рассмотренных случаях считается, что координатная часть энергии взаимодействия V (г) зависит только от расстояния между взаимодействующими нуклонами, т. е. обменные силы являются центральными и не зависят от относительной скорости нуклонов. Такие обменные центральные силы не приводят к состояниям, являющимся суперпозицией состояний с разными значениями орбитального квантового числа I, и не могут привести к асимметрии поля ядерных сил и объяснить возникновение квадру-польного электрического момента дейтрона. Для объяснения возникновения квадрупольного электрического момента вводятся дополнительно тензорные силы. [c.160]

Посмотрим теперь, являются ли ядерные силы центральными. Центральными называются силы, действующие вдоль линии, соединяющей частицы. Центральные силы могут зависеть от относительной ориентации спинов частиц, но не могут зависеть от ориентации этих спинов относительно радиуса-вектора между частицами. Для центральных сил орбитальный и спиновый моменты количества движения сохраняются в отдельности. Поэтому в низшем энергетическом состоянии орбитальный момент / стремится принять наименьшее возможное значение / = О, при котором равна нулю центробежная энергия. Тем самым при центральных силах основным состоянием дейтрона было бы чистое S-состояние, в котором I = 0. Поскольку спин дейтрона равен единице, то спины протона и нейтрона параллельны. Следовательно, магнитный момент дейтрона при центральных силах должен равняться алгебраической сумме магнитных моментов протона и нейтрона. Отмеченное в 1 отклонение р,р -1- jXn от jid свидетельствует о том, что ядерные силы в какой-то мере нецентральны. Действительно, если предположить, что силы нецентральны, то орбитальный момент не будет точным интегралом движения. Им будет только полный момент. Согласно квантовому принципу суперпозиции состояний состояние дейтрона будет суммой состояний с различными значениями орбитального момента. Число возможных смешиваемых состояний сильно ограничивается законами сохранения полного момента и четности. Из закона сохранения полного момента следует, что если спин дейтрона равен еди [c.175]

Здесь неприводимое представление Дг встречается дважды из-за вырождения уровня по электронному спину 9-кратное вырождение по квантовому числу mN не указано. Комбинируя этот тип симметрии с типом симметрии трех полносимметричных состояний ядерных спинов, для молекулы N 02 получим [c.339]

В квантовой механике показывается, что для изолированной системы четность является интегралом движения, т. е. не меняется с течением времени [8]. Таким образом, Р является квантовым числом состояния, принимающим только два значения Р= 1. Эксперименты подтверждают сохранение четности для сильных (ядерных) и электромагнитных взаимодействий. Закон сохранения четности накладывает определенные ограничения на протекание ядерных процессов. Поэтому очень важно уметь определять четность системы. [c.57]

Мы придерживаемся обычной в ядерной физике терминологии. Каналами реакций называют различные пути (в смысле свойств продуктов реакции), которыми может идти реакция. В понятие канала часто включают не только квантовые числа, характеризующие внутреннее состояние частиц, но и суммарный спин частиц и орбитальный момент. [c.127]

Мы интересуемся только такими переходами, в которых изменяется колебательная часть функции а электронное состояние остается неизменным. Таким образом, если включить в обозначение собственных функций квантовые числа электронных и колебательных (ядерных) состояний, то в качестве исходного состояния можно взять функцию [c.9]

Разумеется, собственные значения и собственные функции ядерной системы зависят от квантового числа, характеризующего электронное состояние. Энергию состояний (2.15) и (2,16) будем обозначать г = и = соответственно. [c.10]

До настоящего времени в основном изучались реакции рассеяния и поглощения л-мезонов ядрами. Сейчас в связи с вводом в строй сильноточных ускорителей (так называемых мезонных фабрик), позволяющих получать весьма интенсивные пучки л-мезонов, диапазон исследуемых пион-ядерных реакций существенно расширяется. Повышенный интерес к пион-ядер-ным реакциям вызван тем, что пион имеет нестандартные квантовые числа (/ = 0 , Т=1, т = 40 МэВ), благодаря которым в ядре возникают специфические возбужденные состояния, которые трудно получить при помощи других частиц. Ниже будут кратко охарактеризованы различные виды ядерных реакций под действием л-мезонов. [c.254]

Квантовые характеристики ядерных уровней. Я. а. может находиться лишь в определённых дискр. квант, состояниях, отличающихся друг от друга энергией и др. сохраняющимися во времени физ. величинами. Важнейшие квант, хар-ки яд. состояния — ин I и чётность Р. Спин I (в ед. %)— целое число у ядер с чётным А и полуцелое при нечётном А (спин Я. а. равен сумме спинов составляющих его нуклонов). Чётность состояния Р— 1 указывает на изменение знака волновой функции ядра при зеркальном отражении пространства (см. Пространственная инверсия). Эти две хар-ки часто объединяют единым символом [c.924]

Основные положения обобщенной модели ядра сводятся к следующему. Как и в случае модели оболочек, здесь также принимается, что нуклоны в ядре движутся в некотором среднем самосогласованном поле, почти не зависящем от положения каждого нуклона, и образуют замкнутые нейтронные и протонные оболочки. Это самосогласованное поле резко меняется у поверхности. Можно сказать, что ядро состоит из внутренней более устойчивой области— ядерного остова , образованного нуклонами, входящими в состав замкнутых оболочек, и внешних нуклонов, которые движутся в поле этого остова. Остов ядра , образованный заполненными оболочками, имеет сферическую форму. Внешние нуклоны, не входящие в состав замкнутых оболочек, могут создавать у поверхности ядра неоднородности (флуктуации) потенциала самосогласованного поля, что приводит к несферическому характеру поля. Движение этих внешних нуклонов вызывает деформацию остова ядра , т. е. оболочечной структуры, и сферически симметричная поверхность ядра превращается в эллипсоидальную. В свою очередь деформированный остов ядра еще более усиливает отклонение поля от сферической структуры. Величина деформации поверхности зависит от числа внешних деформирующих нуклонов и от их квантовых состояний. Деформация ядерной поверхности является коллективной формой движения нуклонов, и она может приводить к колебаниям вытянутости по поверхности ядра или к появлению различных вращений. [c.194]

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]

Существуют два типа водородных молекул ортоводород, у которого спины двух протонов параллельны, и параводород, имеющий противоположно направленные, или антипараллель-ные спины. В случае ортоводорода момент ядерного спина имеет значение 1 и может поэтому относительно вектора углового момента всей молекулы принимать любое из трех значений 1, О или —I. В случае параводорода момент ядерного спина равен нулю, и потому только это единственное значение возможно для спина всей молекулы. Параводород соответствует состоянию с самой низкой энергией, его вращательное квантовое число нуль, т. е. наименьщее из всех четных квантовых чисел. Ортоводород характеризуется нечетными квантовыми числами. Поэтому при низких температурах существование параводорода предпочтительнее и, действительно, при понижении температуры доля параводорода растет. При высоких температурах доли орто- и параводорода стремятся к значениям, связанным с относительными вероятностями спиновых состояний, 3 1 соответственно. Примерные соотнощения орто- и параводорода при разных температурах показаны в табл. 4.2177]. [c.152]

Модель оболочек со спариванием. В этом варианте модели оболочек остаточное взаимодействие учитывается введением сил спаривания, действующих только между нуклонами одного сорта, у которых квантовые числа п, I, / совпадают, а проекции т./ равны по абсолютной величине и противоположны по знаку. (Математический аппарат учета сил спаривания был создан Н. Н. Боголюбовым.) В этой модели хорошо объясняются (уже не феноменологическим постулированием результата, а расчетйым путем) спины и четности основных и многих низших возбужденных состояний почти всех ядер. Замечательным успехом модели со спариванием является объяснение частичной сверхтекучести ядерной материи, т. е. получение правильных значений моментов инерции ядер (см. 3, п. 3). [c.111]

ОБЕРТОН —гармоническая составляющая сложного негармонического колебания с линейчатым спектром с частотой, более высокой, чем основной тон ОБЛАСТЬ сиботаксичес-кая малый объем жидкости, в котором относительное расположение сохраняет достаточную правильность ОБОЛОЧКА [адиабатная не допускает теплообмена между рассматриваемой системой и внешней средой в механике--пространственная конструкция, ограниченная двумя криволинейными поверхностями, расстояние между которыми мало по сравнению с другими его размерами электронная как совокупность (всех электронов, входящих в состав атома или молекулы состояний электронов в атоме, имеющих дашюе значение главного квантового числа и находящихся от атомного ядра примерно на одинаковых расстояниях) ядерная как совокупность нуклонов в атомном ядре] ОБЪЕМ [когерентности — часть пространства, занятого волной, в которой волна приблизительно сохраняет когерентность критический объем вещества в его критическом состоянии молярный — объем, занимаемый одним молем вещества при нормальных условиях парциальный газа -объем, который имел бь[ данный газ, входящий в состав смеси газов, если бы все остальные газы были удалены, а давление и тем- [c.254]

При взаимодействии налетающей частицы с ядром — мишенью — может образоваться составное ядро — нестабильная ядерная система, обладающая рядом квазиста-ционарных уровней. Ширина уровня Г связана с временем жизни т квазистационарного состояния соотношением Т = п х. Если энергия частицы в системе центра инерции близка к энергии одного из уровней составного ядра, то вероятность образования составного ядра становится особенно большой, и сечения ядерных реакций резко возрастают, образуя резонансные максимумы, При этом (в случае изолир. резонанса) сечение реакции и определяется Б,— В, ф. Аналогичная ситуация имеет место при взаимодействии элементарных частиц, если их полная энергия в системе центра инерции (масса системы) близка к массе нестабильной частицы — резонанса С подходящими квантовыми числами (е ц-ном, чётностью, странностью И Т. д.). [c.227]

Наиб, важными характеристиками ядерных состояний являются спин ядра (или момент кол-ва движения, называемый также угловым моментом ядра) / и чётность я= 1. Спин I измеряется в единицах й и принимает полуцелые значения (/= /2. /2, ) У нечётных ядер и целочисленные значения (/=0, 1, 2,....) у чётных ядер. Чётность п указывает на симметрию волновой ф-ции < / ядерного состояния относительно зеркального отражения пространства Р (см. Пространственная инверсия) Р 1/ = я (/. В связи с этим для ядерных состояний указывают объединённую характеристику /", Эмпирически установлено, что осн. состояния чётно-чётных ядер имеют характеристику 0" . Спины и чётности нечётных ядер, как правило, объясняются моделью оболочек (см. ниже). Строго говоря, чётность не является точным квантовым числом, поскольку она не сохраняется при слабом взаимодействии. За счёт сил элек-трослабого взаимодействия между нуклонами пройсходит смешивание состояний с одним и тем же спином 7 и противоположными чётностями. Однако вследствие малости сил, нарушающих чётность, указанное смешивание мало [c.686]

Ещё одной важной, хотя и приближённой ядерной характеристикой является изотопический спин (или изобарический спин) Т, к-рый складывается из изоспинов отд. нуклонов по тем же правилам, что и обычный спин. Сохранение этой величины связано с изотопической инвариантностью ядерных сил, к-рая состоит в том, что ядер-ные взаимодействия между двумя нуклонами в одинаковых пространств, и спиновых состояниях не зависят от сорта нуклонов, т. е. одинаковы в парах рр, рп и пп. Изотопич. спин (изоспин) может принимать значения 7 (Af—Z)/2, целые для чётных ядер и полуцелые для нечётных. Подобно обычному спину, он имеет также фиксированную проекцию на одну из осей формального изоспинов. пространства Ti = (A —22 /2. Она связана с зарядом ядра и поэтому является строго сохраняющейся величиной во всех ядерных состояниях. В отличие от этого, изоспин Т является приближённым квантовым числом. Нарушение изоспина (т. е. смешивание компонент с разл. значениями Т в волновой ф-ции ядерного состояния) обусловлено различием масс протона и нейтрона, а также кулоновским взаимодействием между протонами. В лёгких ядрах с Z 20 эти эффекты малы и изоспин Т является достаточно точным квантовым числом. В результате ядер-ные состояния можно характеризовать квантовыми числами Т и Tg, а состояния с одинаковыми значениями /, Т в соседних ядрах-изобарах объединить в изотопич. мультиплеты. Поскольку проекция изоспина принимает значения Tz = Т, Т— I...... -Т, то в изотопич. мульти- [c.687]

Состояния ядер, входящих в состав одного изотопич. мультиплета, наз. аналоговыми состояниями. Вследствие изотопич. инвариантности ядерных сил структура (чисто ядерная) этих состояний одинакова, а все отличия в их свойствах обусловлены эл.-магн. взаимодействием. Напр., энергии связи аналоговых состояний одинаковы с точностью до различия кулоновских энергий в ядрах данного мультиплета. С увеличением Z возрастает роль кулонов-ского взаимодействия. Поэтому в тяжёлых ядрах точность изоспина как квантового числа уменьшается. Тем не менее следы изоспиновой симметрии проявляются в том, что в разл. ядерных реакциях наблюдаются открытые в 1961 состояния, нестабильные по отношению к испусканию нуклона, к-рые являются аналогами основного или низших стабильных возбуждённых состояний соседнего ядра с меньшим Z (аналоговые резонансы). Напр., при рассеянии протонов на стабильном ядре А с числами нейтронов и протонов yV и Z (Го= Tz = (N—Z)/2) наблюдаются резонансы, отвечающие образованию составного ядра А + (Z4-1, ЛО в возбуждённом состоянии с квантовыми числами T=To + 4z, Гг = Го-72, входящем в тот же изотопич. мультиплст, что и осн. состояние соседнего ядра А + 1 (N-hl, Z), r=7 z=7 o+ /2- Однако эксперименты показали, fjo аналоговые резонансы имеют тонкую структуру, K-paji свидетельствует о том, что имеет место смешивание аналогового состояния, характеризуемого изоспином о + /г с др. возбуждёнными состояниями составного ядра, отвечающими изоспину Г= Го—V2 [c.687]

Спин-сниновый механизм перехода ядер в низкоэнергетическое состояние обусловлен взаимодействием магнитных моментов ядер с локальными магнитными полями соседних ядер Н , направление которых зависит от их расположения и магнитного квантового числа т. Напряженность магнитного поля, задаваемого магнитным моментом i = 5-0,508 10 А/м (ядерный магнетон) на расстоянии до ближайших соседей 10 м, равна Яд = 5-10 А/м, что соответствует величине, на которую могут отличаться поля для двух произвольно взятых ядер. В металлах, например, где взаимодействием спинов пренебречь нельзя, частоты ларморов-ской прецессии распределяется в интервале (ю dw). Для описания спектра ЯМР в этом случае вводится понятие спин-спино-вого взаимодействия 7. [c.180]

Тип симметрии группы К (П) для спиновых функций молекулы AaBft Dd... определяется построением прямого произведения с самим собой а раз для ядер А, Ь раз для ядер В и т. д. Тип симметрии полной ядерпой спиновой функции молекулы получается путем перемножения всех этих произведений. Данная ядерная спиновая функция Фпз преобразуется по неприводимому представлению где I — квантовое число полного ядерного спинового углового момента данного состояния. [c.118]

Рассмотрена классификация ровиброниых волновых функций молекулы по типам симметрии группы МС с использованием приближений жесткого волчка, гармонического осциллятора, ЛКАОМО для вращательно-колебательных и электронных орбитальных состояний. Определены также типы симметрии электронных спиновых функций для случаев Гунда (а) и (б) и введено понятие спиновых двойных групп для групп МС. Дано объяснение, почему классификация вращательных волновых функций с полуцелыми вращательными квантовыми числами требует использования спиновой двойной группы. С использованием группы МС определены типы симметрии ядерных спиновых функций, полной внутренней волновой функции Ф, а также ядерные спиновые статистические веса энергетических уровней. [c.293]

Для вращательных состояний молекулы типа жесткого симметричного волчка число К является точным квантовым числом, однако для колебательно-вращательных или ровибронных состояний оно является приближенным квантовым числом. Это квантовое число теряет смысл за счет эффектов центробежного искажения и кориолисова взаимодействия. Так как гамильтониан молекулы коммутирует с операцией обращения времени (которая переводит любую волновую функцию в ее комплексносопряженную см. гл. 6), каждая собственная функция всегда содержит суммы или разность собственных функций с k = К н k == —К. Поэтому энергетические уровни могут быть классифицированы по значениям положительного квантового числа К, а не квантового числа k, получающего положительные и отрицательные значения. Квантовое число J является приближенным для полных внутренних состояний Е и теряет смысл, например, при учете взаимодействия Япзг, зависящего от ядерного спина. Однако число F является точным квантовым числом для изолированной молекулы в свободном пространстве. [c.309]

Здесь следует напомнить еще одну особенность ядерных спинов и запрещенных уровней. Так как в молекуле ядра кислорода являются бозонами и их спины / = О, ровибронные уровни типов В и В2 запрен1ены. Однако, так как симметрия окружения ядра кислорода в молекуле слегка отличается от сферической, квантовое число I перестает быть хорошим квантовым числом при этом из-за несферического распределения заряда вокруг каждого ядра возбужденные ядерные состояния с ненулевым спином отчасти смешиваются с состоянием 1 = 0. В результате запрещенные состояния перестают быть строго запрещенными. Так как ядерные состояния обычно имеют энергию больше 1 МэВ, этот эффект будет крайне мал ). [c.343]

Оатнстичрская модель распределения ядерных ширин. Пз-за сложности сильно возбужденных состояний ядра обычное описание квантовых переходов при помощи волновых ф-ций теряет смысл. (, . м, я, тю )во-ляет дать оценку наиболее вероятных (средних) значений ядерных ширин, а также вероятность данного отклонепия от среднего значения для вероятности перехода илп суммы вероятностей для неск, нереходов. Пусть — сумма приведенных ширин но всем переходам нз данного состояния в коночное, N — полное число конечных состояний. Предполагается, что ф-цня распределения амплитуд ширин может быть записана как [c.70]

К ак правило, предметом исследований в той или иной Я. р. являются дифференциальные и полные сечения Я. р., угловые и энергетич. расиределения, а также поляризация продуктов. Цель исслед0ва( ия Я. р. — получение информации о свойствах и квантовых числах состояний ядер (ядерных уровпей), проверка ядерных моделей и изуче1и1е механизмов различных превращений. [c.555]

Несмотря на очевидную аналогию свойств орбитальных и спиновых моментов в диамагнитных веществах между их поведением и, следовательно, между их влиянием на характер резонанса ядерных спинов, имеется существенное различие. Силы, действующие между электронами, атомами и молекулами, по существу являются электростатическими силами, а магнитные силы, зависящие от спинов, пренебрежимо малы по сравнению с ними. Отсюда следует, что общий спин электронной системы S можно считать хорошим квантовым числом и что (2 + 1) подсостояний. состояния с данным S имеют приблизительно одинаковую энергию. Следовательно, если ожидаемые значения трех компонент вектора S в невырожденном основном состоянии равны нулю, то для этого состояния обязательно S = S (S + I) = 0. [c.168]

Реакция А п, 2к)А чрезвычайно удобна для наблюдения так называемых предкритических явлений в ядерной материи (см. 10, п. 3) ядру передаются квантовые числа пиона, образуется состояние с аномальной четностью, передаваемый импульс лежит в требуемой области можно фик- [c.259]

ЭЛЕКТРОХИМИЧЕСКИЙ ПОТЕНЦИАЛ—аналог химического потенциала для систем, содержащих заряж. частицы (ионы, электроны, дырки) характеризует состояние к.-л. заряж. компонента i в фазе а при определ. внеш. условиях (темп-ре, давлении, хим. составе фазы и электрич. поле). По определению, Э. п. = (й<3/йп )7-,р, , где G—значение Гиббса энергии, учитывающее наличи гтек-трич. поля в фазе а я,—число молей компонента i в этой фазе. Э, п. можно определить также как умноженную на Аеогадро постоянную работу переноса заряж. частицы i из бесконечно удалённой точки с нулевым потенциалом внутрь фазы а. Во мн. случаях Э. п. формально разбивают на два слагаемых, характеризующих хим. и электрич. составляющие такой работы (1 = ц -1-7, ф, где ц — хим. потенциал частицы в фазе а г,- — заряд частицы с учётом знака, F—Фарадея постоянная, ф —электрич. потенциал. ЭЛЕКТРОЙДЕРНЫЕ РЕАКЦИИ—ядерные превращения, идущие при рассеянии электронов атомными ядрами. Согласно представлениям квантовой электродинамики, рассеяние электронов на нуклоне происходит путём обмена виртуальными у-квантами. В большинстве случаев достаточно ограничиться обменом одним у-квантом. Отличие виртуальных у-квантов от реальных состоит в том, что для последних имеет место однозначная связь между переданной нуклону энергией Лео и импульсом р. Для виртуальных у-квантов такое равенство не имеет места, что позволяет при рассеянии электронов варьировать независимо каждую кинематич. переменную. [c.595]

Смотреть страницы где упоминается термин Квантовые числа ядерных состояний : [c.257] [c.193] [c.408] [c.120] [c.104] [c.230] [c.174] [c.121] [c.322] [c.342] [c.447] [c.163] [c.306] [c.10] [c.168] [c.207] [c.141] [c.619] [c.268] [c.380]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...