Файл: Айзенберг И. Механизмы возбуждения ядра. Электромагнитное и слабое взаимодействия.pdf

Заметим, что для получения состояния с правильным полным угло­

(4.169), пространственный вектор в сферическом базисе и пользу­

выражаются с помощью нуклонных спиноров а и В для магнитных квантовых чисел 1/2 и —1/2. Антисимметричная спиновая функция имеет вид

Т/2

При получении волновых функций возбужденного состояния (4.168)—(4.171) мы различали протонные и нейтронные возбуждения. Это удобно для антисимметризации функций, но приводит к тому, что четыре нуклона ядра гелия должны рассматриваться на неэк­ вивалентной основе. Поэтому введем нормированные линейно не­ зависимые суперпозиции этих функций, которые будут связаны с собственными функциями полного изотопического спина. По­ скольку все четыре функции в выражениях (4.168)—(4.171) яв­ ляются собственными функциями нашего модельного ядерного гамильтониана с собственными значениями Тьсо, то и новые функции также будут иметь собственные значения tvw. Эти функции имеют вид

для 1 = 1, 5 = 0, J*

энергия осциллятора, то из (4.167) получаем

J odE=2n*e2fi/Mc=60 Мэв-мбарн, (4.177)

line

•что в точности дает результат, требуемый правилом сумм ТРК (4.143) для /V = Z — 2 и А = 4. Этого, конечно, следовало ожидать, по­ скольку модель чистого гармонического осциллятора не включает

мый уровень гигантского резонанса при 29,6 Мэв, подняты по срав­ нению с fi®. Чтобы учесть эффекты такой тонкой структуры, можно весьма успешно использовать более тщательно разработанный ва­ риант модели оболочек [97, 224, 327]. Этот вопрос мы обсудим в дру­ гом месте.

Полное сечение фотопоглощения показано на рис. 4.10. Хотя единственным наиболее характерным признаком сечения является уровень в районе 30 Мэв, ясно, что значительная часть силы погло­ щения соответствует более высоким энергиям, и эта сила должна

быть включена в правила сумм, рассмотренные в § 4.6. И снова, чтобы объяснить такие свойства, требуются усовершенствования рассмотренной чисто методической модели. (В частности, при более высоких энергиях важную роль играет квазидейтронный механизм,,

много превосходит значение84 Мэв-мбарн, даваемое правилом сумм (4.162) с поправочным членом (4.164).

*

**

Многие из вопросов, обсужденных здесь, рассмотрены в моногра­ фии Левинжера о фоторасщеплении ядра [230] и в лекциях Даноса [79]. Общие обзоры даны Фуллером и Хэйвардом [148] и в более

ник [388], в частности, обзор Осокиной; труды Дубненской конференции по

ЧАСТЬ II

Э Л Е К Т Р О В О З Б У Ж Д Е Н И Е Я Д Е Р

ГЛАВА 5

ОБЩИЕ СВОЙСТВА РАССЕЯНИЯ ЭЛЕКТРОНОВ

Так же как и фотовозбуждение, электровозбуждение ядер обла­ дает одним весьма важным свойством. А именно, для обоих процес­ сов механизм реакции в принципе понят почти полностью, и поэтому все неизвестное в задаче может быть выделено и отнесено к про­ блемам структуры ядра. Действительно, поскольку взаимодействие

обсуждались нами при рассмотрении фотовозбуждения ядер. Но оно отличается от фотовозбуждения в одном очень важном аспекте. В то время как фотон, который возбуждает уровень с энергией %to над основным состоянием ядра, должен передавать ядру импульс Аа/с, электрон, возбуждая тот же самый уровень, может передавать ядру переменный импульс, начиная с величины, близкой к Іісо/с. Это открывает возможности количественного изучения поведения матричного элемента перехода для данного уровня как функции переданного импульса. Наряду с прочими достоинствами это может привести к определению мультипольности уровней. Рассеяние электронов имеет также некоторое качественное отличие от фото­

соответствующих волновых функций на малых пространственных интервалах.

На рис. 5.1 схематически показано энергетическое поведение дважды дифференциального сечения электронного рассеяния при фиксированном значении переданного импульса. В области энергий,, отмеченной цифрой /, виден пик, производимый упругим рассеянием. Изучение этого пика как функции переданного импульса дает ин-